Электромагниттік сәулелену
М а з м ұ н ы
Кіріспе ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..3
I . тарау. Электромагниттік сәулеленудің кванттық теориясы
1.1. Жылулық сәулелену ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .6
1.2. Абсолют қара дененің сәуле шығару спектрі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .8
1.3. Фотоэлектрлік эффект ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 12
1.4. Комптон құрылысы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .18
1.5. Жарық қысымы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...22
1.6. Электромагниттік толқындардың кванттық сипаттамасы ... ... ... ... ... 25
1.7. Фотондар ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...28
II . тарау. Газразряды санауыштар көмегімен элекромагниттік сәуленің кванттық табиғатын экспериментті зерттеу.
2.1. Күшейткішті ионизациялық санауыштар ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..33
2.2. Өздігінен өшпейтін санауыштар ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..41
2.3. Өздігінен өшетін санауыштар ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..43
2.4. Газразрятты санауыштар көмегімен радиоактивті сәулелерді тіркеу ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 50
2.5. Электромагниттік сәуленің кванттық табиғатын тәжірибе арқылы анықтау.(экспертмент) ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...54
Қорытынды ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...58
Пайдаланылғын әдебиеттер ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 59
Кіріспе ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..3
I . тарау. Электромагниттік сәулеленудің кванттық теориясы
1.1. Жылулық сәулелену ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .6
1.2. Абсолют қара дененің сәуле шығару спектрі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .8
1.3. Фотоэлектрлік эффект ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 12
1.4. Комптон құрылысы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .18
1.5. Жарық қысымы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...22
1.6. Электромагниттік толқындардың кванттық сипаттамасы ... ... ... ... ... 25
1.7. Фотондар ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...28
II . тарау. Газразряды санауыштар көмегімен элекромагниттік сәуленің кванттық табиғатын экспериментті зерттеу.
2.1. Күшейткішті ионизациялық санауыштар ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..33
2.2. Өздігінен өшпейтін санауыштар ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..41
2.3. Өздігінен өшетін санауыштар ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..43
2.4. Газразрятты санауыштар көмегімен радиоактивті сәулелерді тіркеу ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 50
2.5. Электромагниттік сәуленің кванттық табиғатын тәжірибе арқылы анықтау.(экспертмент) ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...54
Қорытынды ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...58
Пайдаланылғын әдебиеттер ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 59
Кіріспе
Кванттық теорияға сәйкес микробөлшектер әрі корпускулярлық, әрі толқындық қасиетке ие. Классикалық физика бойынша бөлшектердің қозғалысы мен толқынның таралуы бір-біріне сәйкес келмейтін процестер. Бірақ фотоэффект, конптом эффекті және басқа бірқатар жарықтың әсерінен болатын құбылыстарды зерттеу нәтижелерін түсіндіру үшін жарықтың табиғатын тек электромагниттік толқын ретінде емес, ол корпускулярлық қасиетке ие деп қарастыру қажеттігі туындады [1].
Зерттеудің өзектілігі: Электромагниттік сәулелердің табиғатын түсіндіруде әрі толқындық, әрі корпускулярлық қасиетін мектеп оқушыларының бірден игеріп кетуі қиын. Оның негізгі себебі, бізді қоршаған ортадағы тікелей бақыланатын барлық материяның түрлерінде олардың тек толқындық немесе бөлшектік қасиеттерін сеземіз. Сондықтан, бір мезетте әрі толқындық, әрі корпускулярлық қасиеттерін коз алдымызға елестету қиын. Сондықтан оқушыларға электромагниттік сәуленің әрі толқындық, әрі корпускулярлық қасиеттерін түсіндіретін тәжірибелер жасап, оның әдістемелік нұсқауын дайындау өзектілігін жоғалтқан жоқ.
Зерттеудің ғылыми жаңашылдығы мен практикалық маңыздылығы: Қазіргі кезде мектеп оқу процесінде электромагниттік сәулелер бойынша орындалатын тәжірибелерге талдау жасап, оларды жетілдіру және жаңарту қажет. Газразрядты санауыштар көмегімен электромагниттік сәуленің кванттық табиғатын анықтайтын зертханалық жұмыстар қойып, оның көрнекілігі мен тиімділігін арттыру жолдары ұсынылды.
Дипломдық жұмыстың мақсаты: Электромагниттік сәулелердің күрделі табиғатын мектеп оқушыларына түсіндіру барысында орындалатын тәжірибелердің көрнекілігі мен тиімділігін және оқушылардың пәнге деген қызығушылығын арттыру.
Жарық кванттары кеңістікте корпускуляр секілді қозғалыста болатын, кіші көлемде жинақталған материяның ерекше түрі ретінде қарастырылады. Жарық кванттары бөлшектерге тән көп қасиеттерге ие. Сондықтанда жарық кванттарын фотондар деп атайды.
Квант-фотондардың негізгі сипаттамасы олардың энергиясы. Квант энергиясын Е арқылы белгілейміз. Ол энергияның шамасы сәулеленудің қасиеттерін анықтайды. Монохроматты жарық ағыны энергиялары бірдей болған кванттардан құралған болады.
Толқындық теорияға сәйкес сәулеленудің бір-бірінен айырмашылығы электромагниттік тербелістердің жиіліктерінің әр түрлі болуында. Сондықтан толқындық теорияға сәйкес жиілік V сәулеленуді сипаттайтын негізгі параметр болады.
Олай болса сәулелену процесін сипаттайтын осы екі шаманың арасында белгілі бір қатынас болуы шарт. М.Планк осы екі шама квант энергиясымен электромагниттік сәулелену жиілігі арасындағы қатынас пропорционал түрде болады деп жорамал жасады.
Мұндағы тұрақты шама һ Планк тұрақтысы деп аталады:
Бүл өрнектен
Е=һv
Сонымен осы кезге дейін жарық ағынын жиілігі V болған электромагниттік толқын деп келген болсақ,енді оны энергиясы Е=ҺV болған кванттар ағыны деп қарастырамыз. Жарық ағынының интенсивтілігі бірлік ауданнан бірлік уақыт аралығында өтетін кванттар сонымен анықталады:
Мұндағы N бірлік уақыт аралығында өткен кванттар саны. Жарық
ағыны жеке кванттардан құралатындықтан заттың сәулелену немесе жарық жұту процесі ҺV шамаға еселенген энергия шығаруы немесе жұтуы арқылы сипатталады.
Жарық квантының энергиясы Е=ҺV болса , салыстырмалылық теориясына сәйкес ол белгілі бір мөлшердегі массаға ие болуы керек.
Егер жеке кванттың массасын m деп белгілесек
Жарық кванты С жылдамдықпен таралатындықтан оның импульсі
Әртүрлі сәулелердің кванттық және толқындық сипаттамаларың 1-кестеде келтірдік
Кесте №1
Кестеден радиотолқындар мен көзге көрінетінжарық сәулелерінің кванттарының массасы тыныштықтағы электрон массасымен салыстырғанда ескермесе де болатындай болса, ал гамма сәулелердің кванттарының массасы электрон массасымен шамалас немесе бірнеше есе үлкен болады екен. Квант энергиясы артқан сайын оның массасы да артады. Сондықтан жоғары энергияға ие болған кванттардың корпускулярлық қасиеттері анық байқалады.
Электромагниттік толқынның кванттық қасиеттерін тәжірибе арқылы анықтауға болады.
Зертханалық жұмыстың мақсаты жоғары жиілікті электромагниттік сәуленің корпускулярлық қасиетін Боте тәжірибесі арқылы анықтау.
Кванттық теорияға сәйкес микробөлшектер әрі корпускулярлық, әрі толқындық қасиетке ие. Классикалық физика бойынша бөлшектердің қозғалысы мен толқынның таралуы бір-біріне сәйкес келмейтін процестер. Бірақ фотоэффект, конптом эффекті және басқа бірқатар жарықтың әсерінен болатын құбылыстарды зерттеу нәтижелерін түсіндіру үшін жарықтың табиғатын тек электромагниттік толқын ретінде емес, ол корпускулярлық қасиетке ие деп қарастыру қажеттігі туындады [1].
Зерттеудің өзектілігі: Электромагниттік сәулелердің табиғатын түсіндіруде әрі толқындық, әрі корпускулярлық қасиетін мектеп оқушыларының бірден игеріп кетуі қиын. Оның негізгі себебі, бізді қоршаған ортадағы тікелей бақыланатын барлық материяның түрлерінде олардың тек толқындық немесе бөлшектік қасиеттерін сеземіз. Сондықтан, бір мезетте әрі толқындық, әрі корпускулярлық қасиеттерін коз алдымызға елестету қиын. Сондықтан оқушыларға электромагниттік сәуленің әрі толқындық, әрі корпускулярлық қасиеттерін түсіндіретін тәжірибелер жасап, оның әдістемелік нұсқауын дайындау өзектілігін жоғалтқан жоқ.
Зерттеудің ғылыми жаңашылдығы мен практикалық маңыздылығы: Қазіргі кезде мектеп оқу процесінде электромагниттік сәулелер бойынша орындалатын тәжірибелерге талдау жасап, оларды жетілдіру және жаңарту қажет. Газразрядты санауыштар көмегімен электромагниттік сәуленің кванттық табиғатын анықтайтын зертханалық жұмыстар қойып, оның көрнекілігі мен тиімділігін арттыру жолдары ұсынылды.
Дипломдық жұмыстың мақсаты: Электромагниттік сәулелердің күрделі табиғатын мектеп оқушыларына түсіндіру барысында орындалатын тәжірибелердің көрнекілігі мен тиімділігін және оқушылардың пәнге деген қызығушылығын арттыру.
Жарық кванттары кеңістікте корпускуляр секілді қозғалыста болатын, кіші көлемде жинақталған материяның ерекше түрі ретінде қарастырылады. Жарық кванттары бөлшектерге тән көп қасиеттерге ие. Сондықтанда жарық кванттарын фотондар деп атайды.
Квант-фотондардың негізгі сипаттамасы олардың энергиясы. Квант энергиясын Е арқылы белгілейміз. Ол энергияның шамасы сәулеленудің қасиеттерін анықтайды. Монохроматты жарық ағыны энергиялары бірдей болған кванттардан құралған болады.
Толқындық теорияға сәйкес сәулеленудің бір-бірінен айырмашылығы электромагниттік тербелістердің жиіліктерінің әр түрлі болуында. Сондықтан толқындық теорияға сәйкес жиілік V сәулеленуді сипаттайтын негізгі параметр болады.
Олай болса сәулелену процесін сипаттайтын осы екі шаманың арасында белгілі бір қатынас болуы шарт. М.Планк осы екі шама квант энергиясымен электромагниттік сәулелену жиілігі арасындағы қатынас пропорционал түрде болады деп жорамал жасады.
Мұндағы тұрақты шама һ Планк тұрақтысы деп аталады:
Бүл өрнектен
Е=һv
Сонымен осы кезге дейін жарық ағынын жиілігі V болған электромагниттік толқын деп келген болсақ,енді оны энергиясы Е=ҺV болған кванттар ағыны деп қарастырамыз. Жарық ағынының интенсивтілігі бірлік ауданнан бірлік уақыт аралығында өтетін кванттар сонымен анықталады:
Мұндағы N бірлік уақыт аралығында өткен кванттар саны. Жарық
ағыны жеке кванттардан құралатындықтан заттың сәулелену немесе жарық жұту процесі ҺV шамаға еселенген энергия шығаруы немесе жұтуы арқылы сипатталады.
Жарық квантының энергиясы Е=ҺV болса , салыстырмалылық теориясына сәйкес ол белгілі бір мөлшердегі массаға ие болуы керек.
Егер жеке кванттың массасын m деп белгілесек
Жарық кванты С жылдамдықпен таралатындықтан оның импульсі
Әртүрлі сәулелердің кванттық және толқындық сипаттамаларың 1-кестеде келтірдік
Кесте №1
Кестеден радиотолқындар мен көзге көрінетінжарық сәулелерінің кванттарының массасы тыныштықтағы электрон массасымен салыстырғанда ескермесе де болатындай болса, ал гамма сәулелердің кванттарының массасы электрон массасымен шамалас немесе бірнеше есе үлкен болады екен. Квант энергиясы артқан сайын оның массасы да артады. Сондықтан жоғары энергияға ие болған кванттардың корпускулярлық қасиеттері анық байқалады.
Электромагниттік толқынның кванттық қасиеттерін тәжірибе арқылы анықтауға болады.
Зертханалық жұмыстың мақсаты жоғары жиілікті электромагниттік сәуленің корпускулярлық қасиетін Боте тәжірибесі арқылы анықтау.
Пайдаланылған эдебиеттер.
1. Абрамов А. И., и др. Осн. «Экспериментальных методов ядерной физики». М. Атомизат. 1980.
2. Зингер С. «Первичные космическое излучение и его временное вариации». М. 1975.
3. В. Л. Гинзбург «Происхождение космических лучей». М. 1969.
4. «Физика экспериментальных частиц и космических лучей». Под. Ред. Дж. Вильсона М. 1969.
5. Дорман В. Ф. «Физика солнечных космических дучей». М. Л. 1985.
6. Сыроватский С. И. «Физика космических лучей». М. Л. 1990.
7. Вернов С. Н. идр. Изв. А Н. СССР., сер. физич. 19, 493 (1985).
8. Логунов А. А., Терлецский Я. П. Изв. А Н. СССР., сер. физич. 17, 19 (1986).
9. Шкловский И. С. ДАН СССР., 91, 475 (1990).
10. Труды международной конференции по космическим лучам. Л. В-1 август 1989г.
11. Пикельнер С. Б., Шкловский И. С. Атомическ. Журнал. СССР., зч, №2 (1989).
12. Демонстрационной эксперимент по физике в средней школе часть 2. под ред. Покровского А. А. М. 1989.
13. Боровой А. А «Как речистригуют частицы». М. 1981.
14. Физика микромира. Маленькая энциклопедия. М. 1980.
15. Гинзбург В. Л., Сыроватский С. И., Происхождение космических лучей,М., 1983.
16. Дорман Л. И., Экспериментальные и теоритеческие основы астофизики космических лучей, М., 1985;
17. Мурзин В. С, Введение в физику космических лучей, М., 1989г.
18. О.С. Нұрсылтанов «Атомдық физика» А. 1986.
19. һttр://www.gr. оbоr. паrоd. ru.
20. һttр://www.. rambler. ru.
21. һttр://www.. rambler. кz.
22. һttр://www.. google. ru.
23. һttр://www.. gооg1е. кz.
24. һttр://www. gооg1е. соm.
25. һttр://www.. уаndех. ru.
26. һttр://www.. уаһоо. соm.
27. Демонстрационный эксперимент по физике в средней школе. Часть 2. (под ред. А.А Покровского) Москва, «Просвещение» 1979.
28* Зворыкин Б.С. и др. Методика преподования физики в средней школе Москва «Проевещение» 1985
29*Кабинет физики средней школы . (под ред. А.А Покровского) Москва, «Просвещение» 1986.
30- Методика преподования физики в 8-10 классах средней школы . (под ред. В. П. Орехова и А.В Усовой) Москва «Просвещение» 1980-часть 1и2.
31. Хорошавин С.А. Техника и технология демонстрационного эксперимента. Москва «Просвещение» 1985
1. Абрамов А. И., и др. Осн. «Экспериментальных методов ядерной физики». М. Атомизат. 1980.
2. Зингер С. «Первичные космическое излучение и его временное вариации». М. 1975.
3. В. Л. Гинзбург «Происхождение космических лучей». М. 1969.
4. «Физика экспериментальных частиц и космических лучей». Под. Ред. Дж. Вильсона М. 1969.
5. Дорман В. Ф. «Физика солнечных космических дучей». М. Л. 1985.
6. Сыроватский С. И. «Физика космических лучей». М. Л. 1990.
7. Вернов С. Н. идр. Изв. А Н. СССР., сер. физич. 19, 493 (1985).
8. Логунов А. А., Терлецский Я. П. Изв. А Н. СССР., сер. физич. 17, 19 (1986).
9. Шкловский И. С. ДАН СССР., 91, 475 (1990).
10. Труды международной конференции по космическим лучам. Л. В-1 август 1989г.
11. Пикельнер С. Б., Шкловский И. С. Атомическ. Журнал. СССР., зч, №2 (1989).
12. Демонстрационной эксперимент по физике в средней школе часть 2. под ред. Покровского А. А. М. 1989.
13. Боровой А. А «Как речистригуют частицы». М. 1981.
14. Физика микромира. Маленькая энциклопедия. М. 1980.
15. Гинзбург В. Л., Сыроватский С. И., Происхождение космических лучей,М., 1983.
16. Дорман Л. И., Экспериментальные и теоритеческие основы астофизики космических лучей, М., 1985;
17. Мурзин В. С, Введение в физику космических лучей, М., 1989г.
18. О.С. Нұрсылтанов «Атомдық физика» А. 1986.
19. һttр://www.gr. оbоr. паrоd. ru.
20. һttр://www.. rambler. ru.
21. һttр://www.. rambler. кz.
22. һttр://www.. google. ru.
23. һttр://www.. gооg1е. кz.
24. һttр://www. gооg1е. соm.
25. һttр://www.. уаndех. ru.
26. һttр://www.. уаһоо. соm.
27. Демонстрационный эксперимент по физике в средней школе. Часть 2. (под ред. А.А Покровского) Москва, «Просвещение» 1979.
28* Зворыкин Б.С. и др. Методика преподования физики в средней школе Москва «Проевещение» 1985
29*Кабинет физики средней школы . (под ред. А.А Покровского) Москва, «Просвещение» 1986.
30- Методика преподования физики в 8-10 классах средней школы . (под ред. В. П. Орехова и А.В Усовой) Москва «Просвещение» 1980-часть 1и2.
31. Хорошавин С.А. Техника и технология демонстрационного эксперимента. Москва «Просвещение» 1985
М а з м ұ н ы
Кіріспе ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 3
I - тарау. Электромагниттік сәулеленудің кванттық теориясы
1.1. Жылулық сәулелену ... ... ... ... ... ... .. ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 6
1.2. Абсолют қара дененің сәуле шығару спектрі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .8
1.3. Фотоэлектрлік эффект ... ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 12
1.4. Комптон құрылысы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...18
1.5. Жарық қысымы ... ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...22
1.6. Электромагниттік толқындардың кванттық сипаттамасы ... ... ... ... ... 25
1.7. Фотондар ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..28
II - тарау. Газразряды санауыштар көмегімен элекромагниттік сәуленің кванттық табиғатын экспериментті зерттеу.
2.1. Күшейткішті ионизациялық санауыштар ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... .33
2.2. Өздігінен өшпейтін санауыштар ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..41
2.3. Өздігінен өшетін санауыштар ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..43
2.4. Газразрятты санауыштар көмегімен радиоактивті сәулелерді тіркеу ... ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .50
2.5. Электромагниттік сәуленің кванттық табиғатын тәжірибе арқылы анықтау.(экспертмент) ... ... ... .. ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...54
Қорытынды ... ... ... ... ... ... .. ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...58
Пайдаланылғын әдебиеттер ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 59
Кіріспе
Кванттық теорияға сәйкес микробөлшектер әрі корпускулярлық, әрі толқындық қасиетке ие. Классикалық физика бойынша бөлшектердің қозғалысы мен толқынның таралуы бір-біріне сәйкес келмейтін процестер. Бірақ фотоэффект, конптом эффекті және басқа бірқатар жарықтың әсерінен болатын құбылыстарды зерттеу нәтижелерін түсіндіру үшін жарықтың табиғатын тек электромагниттік толқын ретінде емес, ол корпускулярлық қасиетке ие деп қарастыру қажеттігі туындады [1].
Зерттеудің өзектілігі: Электромагниттік сәулелердің табиғатын түсіндіруде әрі толқындық, әрі корпускулярлық қасиетін мектеп оқушыларының бірден игеріп кетуі қиын. Оның негізгі себебі, бізді қоршаған ортадағы тікелей бақыланатын барлық материяның түрлерінде олардың тек толқындық немесе бөлшектік қасиеттерін сеземіз. Сондықтан, бір мезетте әрі толқындық, әрі корпускулярлық қасиеттерін коз алдымызға елестету қиын. Сондықтан оқушыларға электромагниттік сәуленің әрі толқындық, әрі корпускулярлық қасиеттерін түсіндіретін тәжірибелер жасап, оның әдістемелік нұсқауын дайындау өзектілігін жоғалтқан жоқ.
Зерттеудің ғылыми жаңашылдығы мен практикалық маңыздылығы: Қазіргі кезде мектеп оқу процесінде электромагниттік сәулелер бойынша орындалатын тәжірибелерге талдау жасап, оларды жетілдіру және жаңарту қажет. Газразрядты санауыштар көмегімен электромагниттік сәуленің кванттық табиғатын анықтайтын зертханалық жұмыстар қойып, оның көрнекілігі мен тиімділігін арттыру жолдары ұсынылды.
Дипломдық жұмыстың мақсаты: Электромагниттік сәулелердің күрделі табиғатын мектеп оқушыларына түсіндіру барысында орындалатын тәжірибелердің көрнекілігі мен тиімділігін және оқушылардың пәнге деген қызығушылығын арттыру.
Жарық кванттары кеңістікте корпускуляр секілді қозғалыста болатын, кіші көлемде жинақталған материяның ерекше түрі ретінде қарастырылады. Жарық кванттары бөлшектерге тән көп қасиеттерге ие. Сондықтанда жарық кванттарын фотондар деп атайды.
Квант-фотондардың негізгі сипаттамасы олардың энергиясы. Квант энергиясын Е арқылы белгілейміз. Ол энергияның шамасы сәулеленудің қасиеттерін анықтайды. Монохроматты жарық ағыны энергиялары бірдей болған кванттардан құралған болады.
Толқындық теорияға сәйкес сәулеленудің бір-бірінен айырмашылығы электромагниттік тербелістердің жиіліктерінің әр түрлі болуында. Сондықтан толқындық теорияға сәйкес жиілік v сәулеленуді сипаттайтын негізгі параметр болады.
Олай болса сәулелену процесін сипаттайтын осы екі шаманың арасында белгілі бір қатынас болуы шарт. М.Планк осы екі шама квант энергиясымен электромагниттік сәулелену жиілігі арасындағы қатынас пропорционал түрде болады деп жорамал жасады.
Мұндағы тұрақты шама һ Планк тұрақтысы деп аталады:
Бүл өрнектен
Е=һv
Сонымен осы кезге дейін жарық ағынын жиілігі v болған электромагниттік толқын деп келген болсақ,енді оны энергиясы Е=Һv болған кванттар ағыны деп қарастырамыз. Жарық ағынының интенсивтілігі бірлік ауданнан бірлік уақыт аралығында өтетін кванттар сонымен анықталады:
Мұндағы N бірлік уақыт аралығында өткен кванттар саны. Жарық
ағыны жеке кванттардан құралатындықтан заттың сәулелену немесе жарық жұту процесі Һv шамаға еселенген энергия шығаруы немесе жұтуы арқылы сипатталады.
Жарық квантының энергиясы Е=Һv болса , салыстырмалылық теориясына сәйкес ол белгілі бір мөлшердегі массаға ие болуы керек.
Егер жеке кванттың массасын m деп белгілесек
Жарық кванты С жылдамдықпен таралатындықтан оның импульсі
Әртүрлі сәулелердің кванттық және толқындық сипаттамаларың 1-кестеде келтірдік
Кесте №1
Кестеден радиотолқындар мен көзге көрінетінжарық сәулелерінің кванттарының массасы тыныштықтағы электрон массасымен салыстырғанда ескермесе де болатындай болса, ал гамма сәулелердің кванттарының массасы электрон массасымен шамалас немесе бірнеше есе үлкен болады екен. Квант энергиясы артқан сайын оның массасы да артады. Сондықтан жоғары энергияға ие болған кванттардың корпускулярлық қасиеттері анық байқалады.
Электромагниттік толқынның кванттық қасиеттерін тәжірибе арқылы анықтауға болады.
Зертханалық жұмыстың мақсаты жоғары жиілікті электромагниттік сәуленің корпускулярлық қасиетін Боте тәжірибесі арқылы анықтау.
І-тарау. Электромагниттік сәулеленудің кванттық
теориясы.
0.1. Жылулық сәулелену.
Жарықтың толқындық табиғаты алғаш рет жылулық сәулелену процесін түсіндіруде қайшылыққа кездесті. Заттың сәулелену процесі энергияның шашырауымен байланысты. Сәулелену процесі үздіксіз болуы үшін оның энергиясы сырттан толтырылып тұруы қажет. Сәулеленудің түріне байланысты оның энергияны сырттан алу процесі де әртүрлі болады.
Жылулық сәулелену деп дененің жылуының яғни ішкі энергияның есебінен болатын сәулеленуді айтамыз. Жылулық сәулелену тепе-теңдік күйде болуы мүмкін. Ол үшін сәулеленуші денені идеал бетпен қапталған ыдыс ішіне орналастырайық. Ыдыс ішінде орналасқан дененің шығарған сәулелері ыдыс қабырғасынан бірнеше рет шағылып денеге қайтып түсіп, ол денеде жұтылады. Бастапқы кезде денеден шыққан сәулемен ол денеде жұтылған сәулелер саны әртүрлі болғанымен біраз уақыт өткеннен соң олардың саны теңеледі. Сол кезден бастап тепе-теңдік кездегі дененің температурасы тұрақты күйде болады. [2]
Жылулық сәулеленуден басқа кез келген сәулелену тепе-теңдік күйде бола алмайды. Жылулық сәулеленуі тепе-теңдік күйде болғандықтан оған термодинамика заңдарын қолдануға болады.
Жылулық сәулеленудің күйін сипаттайтын негізгі шама температура. Бір-бірімен жылу алмасатын денелер белгілі уақыттан кейін бірдей температураға ие болады. Яғни жылулық тепе-теңдікке келеді.
Денелердің сәуле шығару және сәуле жұту қабілеттерінің арасында белгілі бір қатынас бар екендігін 1859 жылы Кирхгоф тағайындаған.
Егер бірлік уақыт аралығында дененің бірлік бетінен шығатын энергияны R деп алсақ, дененің ds бетінен бірлік уақыт ішінде шығатын энергия
dЕ=R*ds (1.1)
Мұндағы R -энергетикалық жарқырау. Дене шығарған сәуленің толқын ұзындықтары ға дейінгі аралықтағы энергия мөлшері.
Мұндағы rλ - дененің сәуле шығару қабілеті деп аталады.
Демек
(1.2) және (1.3) өрнектерден
Егер спектрдің dλ, аралығындағы денеге түскен сәуленің энергиясын dЕλ деп ,ал денеде оның жұтылған мөлшерін dЕλ деп белгілесек олардың қатынасы дененің сәуле жұту қабілеті аλ-ны береді.
Дененің сәуле шығару rλ және жұту аλ қабілеттері дене температурасы мен толқын ұзындықтарының функциясы болады. Температура өзгергенде дененің сәуле шығару қабілеті де, сәуле жұту қабілеті де өзгереді.
Киргхов термодинамика заңдарына сәйкес дененің сәуле шығарғыштық қабілетінің сәуле жұту қабілетіне қатынасы барлық денелер тұрақты шама екендігін анықтады.
Егер дене өзіне түскен барлық сәулелерді толығымен жұтатын болса мұндай денелер абсолют қара дене деп аталады. Абсолют қара дене үшін аλ =1. Табиғатта абсолют қара дене жоқ. Жұту қабілеті абсолют қара денеге жуық денені қолдан жасауға болады. Мысалы: өте кіші саңылауы бар іші қуыс денені абсолют қара дене деп қарастыруға болады, себебі оның ішіне саңлаудан түскен сәуле одан қайта шығып кете алмастан, бірнеше рет ішінде шағылып жұтылады.
Абсолют қара дененің жұту қабілеті бірге тең болғандықтан (1.10) өрнекке сәйкес rλ=f(λ,Т). Олай болса Кирхгоф заңын былай тұжырымдауға болады:
Берілген температурадағы дененің сәуле шығару қабілетінің сәуле жұту қабілетіне қатынасы барлық денелер үшін тұрақты болып, оның шамасы абсолют қара дененің сәуле шығару қабілетіне тең болады.
1.2. Абсолют қара дененіц сәуле шығару спектрі.
(1.6) өрнектегі f(λ,Т) абсолют қара дененің сәуле шығару қабілетін сипаттайды. Абсолют қара дененің сәуле шығару қабілеті r -ны 1-суретте келтірілген құрылғы көмегімен өлшеуге болады.
1 - сурет. Абсолют қара дененің сәуле шығару қабілетін сипаттайтын спектрі
Абсолют қара дене ретінде саңлауы бар іші қуыс А дене алынады. Дененің қыздыру арқылы оның температурасын өзгертуге болады. А дене саңлауынан шыққан сәуле L1 линза көмегімен В1 коллиматордың S саңлауына түсіріледі. В коллиматордағы L линза көмегімен сәулені параллель етіп аламыз. Параллель сәулелер С призмаға түсіп одан толқын ұзындығына сәйкес әртүрлі бұрышқа жіктеледі. В түтіктегі L линза көмегімен толқын ұзындықтары λ дан (λ+∆λ) арлығында сәулелер S2 саңлауға түсіріледі. Олардың интенсивтілігін Е балометр көмегімен өлшейді. (1.6) өрнекке сәйкес олардың интенсивтілігі r *∆λ-ға пропорционал болады. Сондықтан толқын үұзындықтары λ1 және λ2 болған спектрдің бөліктерінен балометрге түскен сәуле интенсивтіліктерінің қатынастары сол спектр бөліктері үшін абсолют қара денелердің сәуле шығару қабілеттерінің қатнастарын анықтауға мүмкіндік береді. [5]
Сонымен
2-сурет. Абсолют қара дене сәуле шығарғыштық қабілетінің толқын ұзындығына тәуелділігі
Графиктің абсцисса осіне толқын ұзындығы, ал ордината осіне дененің сәуле шығару қабілетінің мәндері қойылған. 2-суреттегі қатынасты зерттеу нәтижесі негізінде төмендегідей қорытынды жасалды.
1) Энергетикалық жарқырау дененің абсолют температурасының төртінші дәрежесіне тура пропоционал.
Бұл өрнек Стефан-Больцман заңы деп аталады. Мұндағы σ=5,71*10[-12]вт*см[-2] тұрақты шама.
2) Сәуле шығару қабілетінің максимал мәніне сәйкес келетін толқын ұзындығы дененің абсолют температурасына тура пропорционал.
Бұл өрнек Вин заңы деп аталады. Мұндағы в=0,288 см*град тұрақты шама.
3) Абсолют қара дененің сәуле шығару қабілетінің максимал мәні оның абсолют температурасының бесінші дәрежесіне тура пропорционал.
Мұндағы с=1,3* 10[-11] вт*см[-3] *град[-5] -тұрақты шама.
2-суреттегі қатынасты және тәжірибе негізінде алынған. Осы өрнектерді термодинамика және статистикалық физика заңдары негізінде теориялық тұрғыдан түсіндіру мүмкін болмады. 2-суреттегі қатынасты теориялық тұрғыдан түсіндіру үшін 1900 жылы М . Планк дене сәулелерді энергиялары hv-ге тең болған жеке порция түрінде жұтылады деген болжам жасады .[2]
Планк жарық энергиялары hv - ге еселенген түрде жұтылады деп, статистикалық физика заңдары негізінде төмендегі өрнекті тағайындады.
Бұл өрнек Планк формуласы деп аталады.
З суретте Планк формуласы көмегімен есептелген нәтиже мен тәжірибеден алынған нәтижелердің қатынасы келтірілген. Планк формуласы көмегімен есептелген нәтиже мен тәжірибеден алынған нәтижелердің қатынасы келтірілген.
Планк формуласы эксперимент нәтижесімен толық сәйкес келіп, абсолют қара дененің сәлелену заңдылықтарын дұрыс түсіндіріп береді.
Сонымен Планк болжамы негізінде тағайындалған (1.12) өрнек дұрыс нәтиже берді. Сондықтан Планктың жарықтың сәулеленуі және жұтылуы үздіксіз түрде емес, энергиясы Е =Һv болған кванттат түрінде болады деген болжамын дұрыс деп қабылдаймыз
3-сурет. Абсолют қара дененіц энергия бойынша спектрі.
1.3. Фотоэлектрлік эффект.
Жарықтың затқа еткен әсері білінетін құбылыстардың бірі-фотоэлектрлік эффект (қысқаша фотоэффект) болады. Фотоэффект деп түскен жарық ықпалынан эаттан электрондар бөлініп шығу құбылысы деп аталады. Бұл құбылысты алғаш неміс физигі Герц 1887 жылы байқаған. Ол электромагнитті толқындар алу үшін тәжірибелер жасағанда электр ұшқындары пайда болатын вибратор саңылауына ультракүлгін сәулелері мол жарық түсірілгенде электр ұшқындары молайып, электр разряды күшейетіндігін байқаған . Одан соң ағылшын физигі Гальвакс 1888 жылы теріс зарядталған цинк пластинкаға ультракүлгін сәулелер түсірілгенде оның заряды кемейтіндігін тағайындады. [6]
Фотоэлектр құбылысын сол кезде 1888 жылы белгілі орыс физигі А.Г.Столетов толық зерттеген .А.Г.Столетовтың тәжірибесінің схемасы мына сурет көрсетіліп отыр.
4-сурет. А.Г.Столетов тәжірнбесініц схемасы.
Мұнда А мыс сетка мен К цинк пластинкадан құрастырылған конденсатор В батареямен жалғастырулы. Қалыпты жағжайда бұл тізбекпен ток жүрмейтіндігі мәлім. А.Г.Столетов цинк пластинкаға S электр доғадан жарық түсіргенде тізбектен ток жүретіндігін байқаған. Зерттей келе жарық әсерінен цинк пластинкадан теріс зарядтар бөлініп шығатындығы тағайындалды. Бұл құбылысты А.Г.Столетов актини-электр құбылысы деп атаған. Қазір бұл құбылыс сыртқы фотоэффект деп аталады.
А.Г.Столетов тәжірибе жасап жарық әсерінен бөлініп шыққан зарядтардың мөлшері пластинканың жарықталуына, яғни түскен жарық ағынына тура пропорционал кендігін, метал пластинкаға күлгін және ультракүлгін сәулелер түсірілгенде бұл құбылыс күшейе түсетіндігін тағайындады.
Осылай жарық ықпалынан металдың бетінен бөлініп шығатын теріс зарядтар электрондар екендігі тәжірибеде (1898 жылы ) анықталды. Сөйтіп жарық түскен дененің бетінен электрондар бөлініп
шығады. Мұндай электрондар фотоэлектрондар деп аталады да, олардың ағыны фотоэлектр тогы (қысқаша фототок) делінеді.
Сыртқы фотоэффектің қасиеттерін тереңірек зерттеу үшін мына суретте көрсетілген.
5 - Сурет. Фотоэффекті зерттеу тәжірибесінің схемасы.
Мұнда А мен К пластинкалары ішінен ауасы шығарылған шыны түтіктің ішіне орнатылған. Бұл түтіктің бүйіріндегі Ғ терезеден түсірілген монохрамат жарық әсерінен К пластинка бетінен электрондар бөлініп шығады, олар К мен А арасында В батерия қоздырған электр өрісінде қозғалып оң полюспен жалғастырылған А пластинкаға барады, одан әрі сыммен жүріп О гальвоанометрден өтеді, тізбекте фототок байқалады. Фототок күші О гальванометрмен, А
мен К пластинкалары потенциялдар айырмасы V вольтметрмен өлшенеді.
Тәжірибеге қарағанда А мен К пластинкалары потенциалдарының айырмасы нөлбге тең болған жағдайда да тізбекте фототок болады. [7]
Әсер етуші жарықтың спектрлік құрамы мен оның ағынының қуаты тұрақты болған жағдайда фототоктың I күш А мен К пластинкаларының V потенциалдар айырмасына тәуелді болады. - сурет үдетуші потенциалдар айырмасы артқанда фототок күшіде артады.
6 -сурет фототок күшінің нотенциалдар айырмасына тәуелділігі.
Үдетуші потенциал мәні бір белгілі шамаға жеткен соң фототок күші артпайды, фототок қанығу мәніне жетеді, яғни жарық әсерінен К пластинкадан І секундта бөлініп шыққан электрондар А пластинкаға түгел жетеді. А.Г.Столетовтың бақылауынша қанығу тогы (іs) жарық ағыны қуатына (w) пропорционал. Бұл қағида фотоэффектің бірінші заңы деп аталады.
Бұл суреттен, жоғарыда айтылғандай, А мен К пластинкалардың потенциалдарының айырмасы нольге тең болған жағдайда фототок күші нольге теңелмейтіндігі, оның оb кесіндісімен сипатталатын белгілі мәні болатындығы көрініп тұр. Демек фотоэлектрондардың бастапқы кинетикалық энергиясы болады. Фото электрондардың бұл энергиясының шамасын табуға болады. Егер А мен К аралығындағы электр өрісінің бағыты өзгертілсе, сонда К-дан А-ға қарай қозғалған фотоэленктрондар электр күшіне қарсы жұмыс істейді, бұл жұмыс фотоэлектрондардың бастапқы кинетекалық энергиясы есебінен істеледі. Өріс едәуір күшті болған жағдайда фотоэлектрондардың кинетикалық энергиясы А пластинкаға жетпей-ақ сарқылады; тізбекпен фототок жүрмейді. Фототок нольге теңелген (і=0) кездегі А мен К пластинкалары потенциалдардың айырмасы бөгеуші потенциал (vб) деп аталады. Фотоэлектронның бастапқы кинетикалық энергиясы (mv[2]2) электрон эаряды (е) мен бөгеуші потенциал (V б) көбейтіндісіне тең болады:
мұндағы v- фотоэлектрнның бастапқы жылдамдығы.
Жасалған тәжірибелер нәтижесіне қарағанда фотоэлектронның кинетикалық энергиясы, демек оның бастапқы жылдамдығы, әсер етуші жарық тербеліс жиілігіне тәуелді. Америка физигі Милликен натри фотокатот бетіне жиілігі (v) түрліше монохромат жарық түсіріп, тиісті бөгеуші потенциалдар шамасын өлшеген. Горизонталь ось бойына v мәндерін , вертикаль ось бойына vб мәндерін салған, сонда бұлардың арасындағы тәуелділік 7-суретте көрсетілгендей түзумен кескінделеді.
7-сурет. Бөгеуші потенциалдыц жарық тербелісі жиілігіне
тәуелділігі.
Демек vб мен v арасында сызықтық байланыс бар, оны мына түрде өрнектеуге болады:
Мұндағы к мен vо -тұрақты шамалар. Енді (1) өрнекті былай жазуға болады.
Мұндағы к мен vо -тұрақты шамалар. Енді (1) өрнекті былай жазуға болады.
мұндағы а=е*к Сөйтіп фотоэлектрондардың кинетикалық энергиясы жарық тербелістері жиілігіне тәуелді. Басқаша айтқанда фотокатодқа түскен жарық тербеліс жиілігі неғұрлым көп болса, фотоэлектрондардың жылдамдығы соғұрлым көп болады.
(1.13) формулаға қарағанда жарық тербеліс жиілігі бір белгілі шамаға жеткенде (мысалы, vо ға тецелгенде) фотоэлектронның жылдамдығы (v) нольге теңеледі. Егер жарық тербеліс жиілігі vvо болса, ондай жарық фотоэффект құбылысын қоздыра алмайды.
Фотоэффект қозу үшін vv0 болуға тиіс. Сөйтіп тербеліс жиілігі vо оған сәйкес толқын ұзындыгы Хо=сvо фотоэффект қоздыра алатын
жарық жиілігі мен толқын ұзындығының шегі болып табылады. Толқыны А0-дан ұзын жарық даншама күшті болсада, фототок қоздыра алмайды. Сондықтан а [шегі] түрліше болады. Мысал
ретінде 1-таблицада газдан тазартылған бірнеше металдардың фотоэффектік қызыл шегі көрсетіліп отыр.
Сілтілік металдар үшін фотоэффект қызыл шегі спектрдің көрінетін бөлігінде, көптеген басқа заттар үшін бұл шек спектрдің ультракүлгін бөлігінде жатады.
Тәжірибелерге қарағанда жарық түскен кезден фотоэффект байқалған кезге дейінгі уақыт аралығы секундтың миллиардтық үлесіне (10 сек) аспайды. Демек, фотоэффект лезде болатын құбылыс.[8]
1.4. Комптон құбылысы.
Рентген сәулелері бір заттан өткенде ролардың біразының бағыты өзгеріп, шашырайтындығы мәлім. Толқындық теория бойынша бұл құбылысты былай түсіндіруге болады. Рентген сәулелері дегеніміз электромагнит толқындардың дербес бір түрі; олай болса түскен рентген сәулесі өрісінің әсерінен заттың атомдардың ішіндегі электрондар тербеліп,қозғалады. Сонда олардан екінші ретті электромагнит толқындар таралады, осы электромагнит толқындар шашыраған рентген сәулелері болып табылады. Классикалық теория бойынша шашыраған сәулелермен түскен сәулелердің жиіліктері бірдей болуга тиіс. Демек шашыраған рентген сәулелердің құрамы түскен рентген сәулелердің құрамындай болуы керек. Бірақ шашыраған рентген сәулелердің спектрін тәжірибе жасап зерттей келгенде бұл қағиданың кейбір жағдайда орындалмайтындығы байқалады. Атап айтқанда графит, парафин сияқты заттардан шашыраған қатаңдау рентген сәулелерінің құрамында толқынның ұзындығы бастапқы түскен сәулелердікіндей және толқындары одан гөрі ұзынырақ сәулелер де болатындығы тағайындалды. Осылай рентген сәулесі шашыраған кезде олардың толқындарының ұзындығы өзгеруі-Комптон құбылысы немесе Комптон эффект деп аталады. Бұл құбылысты алғаш Комптон 1923 жылы ашқан.
8-сурет. Комптон құбылысып бақылау тәжірибесінің схемасы
Мұнда R рентген түтігінен таралған монохромат сәулелер А парафинге түседі. Шашыраған рентген сәулелерінің Dі мен D2 диафрагмалардан өткен жіңішке параллель шоғы спектрографтың К кристалынан шағылып В иондалу камерасына түседі. Сонда шашыраған рентген сәулелерінің спектрінде толқынның ұзындығы А-ға тең бастапқы сәулемен қабат толқыны одан ұзын, мысалы X -ге тең сәуле бар екендігі байқалады. Бұлардың толқындардың ұзындықтарының айырмасы (ДА, ==кгХ) шашыратқыш затқа және бастапқы түскен
сәуленің толқынының ұзындығына тәуелді емес, тек сәулелердің шашырау бағытына байланысты. Егер бастапқы сәулелер бағыты мен шашыраған сәулелер бағыты арасындағы бұрышты, яғни шашырау бұрышын ф әрпімен белгілесек,сонда АХ мен ф арасындағы байланысты былай өрнектеуге болады.
Мұндағы тұрақты шама к=0.00241 нм, оның бұл мәні тәжірибе арқылы табылған. Комптон құбылысын классикалық электромагнит теория тұрғысынан қарап түсіндіру мүмкін емес, мұны тек кванттық теория бойынша түсіндіруге болады. Бұл теория бойынша рентген сәулелері дегеніміз-фотондардың ағыны болып табыладыда эрбір фотонның белгілі энергиясы жэне импульсі болады. Комптон құьылысын рентген фотондарымен жеңіл атомдардыц ішіндегі еркін электрондардың соғылысу нэтижесі деп қарастырамыз. Сонда бұл соғылысу серпімді соғылысу заңдарына бағынады деп болжаймыз. Рентген фотоны электрондармен осылайша соғылысқанда оның энергиясы мен импульсі өзгереді,өйткені электронға кинетикалық энергия және импульс пайда болады. (9-суретте)
Егер фотонның бастапқы энергиясы Еф=Һv, импульс Рф=Һvс 6олса, шашыраған фотонның энергиясы Е=Һv, импульсі Рф=һvс болады. Электронның кеинетикалық энергиясы
Бұл шама (1) формуланың оң жағындағы к тұрақтысының тәжірибнден белгілі сан мәніне тең. Сөйтіп (1.18) формула (1.11) формулаға дәл келеді.
Енді шашыраған рентген сәулелерінің, спектріндегі толқын ұзындығы өзгермеген , яғни ығыспаған сызыққа тоқталайық. Бұл сызық рентген фотоны атомдардың өздерімен соғылысу нәтижесінде пайда болады, сонда шашыраған фотонның энергиясы өзгермейді, ендеше оның іс жиілігі де өзгермейді.[10]
1.5. Жарық қысымы.
Денеге түскен жарық жұтылғанда, шағылғанда сол денеге механикалық қысым түседі. Жарық қысымын жарықтың электромагниттік және фотондық теориясы тұрғыларынан қарастырып байымдауға болады.
Электромагниттік теория бойынша жарық дегеніміз электромагниттік толқындардың бір түрі болғандықтан жарық түскен дененің бетінде не өткізгіштік тогы , не ығысу тогы пайда болады, өйткені жарық толқындары өрісі әсерінен дененің молекулалары мен атомдары құрамындағы зарядтар не өріс багытынша, не оған қарсы бағытта қозғалады. Бұл ток бағыты жарықтың таралу бағытына перпендикуляр
болады. Бұл токқа жарық толқынының магнит өрісі әсер етеді. Ол күштің бағыты сол қолдың үш саусақ ережесі бойынша жарықтың таралу бағытымен дәл келеді, яғни жарық түскен бетке перпендикуляр болады. Сөйтіп жарық дененің бетіне қысым түсіреді.
Жарық қысымы оны интенсивтігіне байланысты. Егер жарық абсолют қара дене бетіпе перпендикуляр бағытта түскен болса, онда Максвеллдің есептеуінше жарықтың қысымы(р) жарық толқыны энергиясының көлемдік тығыздығына (u-га) тең , яғни
Р = U
Егер жарық дененің бетінен аздап шағылатын болса, онда жарық қысымы мынаған тең.
Р = (1 + р)и
Мұндағы р-шағылу коэффиценті (р1). Егер 1 см[2] бетке 1 секундта түсетін жарық энергиясы мөлшері I әріпімен белгіленілсе, сонда жарық энергиясы көлемдік тыгыздығы u = I с болады, мұндағы с- жарық жылдамдығы. Олай болса жарық қысымын мына түрде өрнектеуге болады;
Жарық қысымы өте аз шама, мысалы қарайтылған дене бетіне күн ашықта Күн жарығы түсіретін қысым р~4.51* 10 днсм2.
Кванттық теория бойынша жарық ағыны дегеніміз фотондар ағыны. Әрбір фотонның белгілі қозғалыс мөлшері (импульсы) болады. Сондықтан фотон бір денеге соғылғанда сол денеге соғылғанда сол денеге импульс ауысады. Сонда денеге 1сек ішінде берілген импульс сол денеге әсер етуші күш болып табылады да 1 см2 бетке келетін күш қысымы деп аталады.
W = Nhv
Мұндағы v-жарық тербеліс жиілігі, h-Планк тұрақтысы. Осы денеге түскен фотондардың бір болігі (рN) дене бетінен шағылып кері
серпілетін, қалған бөлігі (1-р)N жұтылатын болсын. Сонда әрбір жұтылған фотоннан денеге Һvс мөлшерде импульс ауысады да барлық жұтылған фотондардан оған (1-р)N Һvс мөлшерде импульс беріледі. Дене бетінен шағылып кері серпілген фотонның импульсі +Һvс ден -Һvс ге өзгереді де импульстің өзгеріс мөлшері: Һvс-(-Һvс)=2*Һvс болады. Сөйтіп әрбір шағылып кері серпілген фотоннан денеге 2*Һvс мөлшерде импульс ауысады, сонда оңан барлық шағылған фотондардан рN*2*vһс мөлшерде импульс беріледі. Сөйтіп дененің бетіне түскен барлық фотоннан денеге 1 сек ішінде мөлшері (1-р)N*һvс+2рN*һvс импульс ауысады. Дененің 1 см2 бетіне келетін импульс шамасы қысым деп аталатын болғандықтан, дененің бетінің ауданы S болса, оған түсетін жарық қысымы (р) мынаған тең болады.
Мұндағы жарық интепсивтілігі. Сөйтіп жарық қысымы
жарық интенсивтігі мен шагылу коэффициентіне тәуелді. (1.11) мен (1.12) формула бірдей.
Егер дене түскен жарықты толық жұтатын болса,онда р=0 болады да жарық қысымы мынаған тең болады.
Р=
Егер денеге түскен жарық түгел шағылатын болса, онда р=1 болады да жарық қысымы былай өрнектеледі
Р=
Сөйтіп идеал айнаға түсетін жарық қысымы абсолют қара денеге түсетін жарық қысымынан екі есе артық болады.
Жарық қысымын эксперимент жасап бірінші рет 1901 жылы
белгілі орыс физигі П.Н.Лебедев өлшеді [11]
10-сурет. П.Н.Лебедев тәжірибесінің схемасы.
1.6 Электромагниттік толқындардың кванттық
сипаттамасы.
Жарық көзіне шығатын энергия барлық бағыт бойынша бірдей тарлады. Сәуле , бөгет болмаған кеңістіктің барлық бөлігіне енеді. Жарықтың бұл қасиетін оның толқындық табиғаты арқылы оңай түсіндіруге болады. Толқын барлдық бағытта бірдей таралады. Жарықтың осы қасиетін оның корпускулярлық яғни кванттық тұрғыдан да түсіндіруге болады . Кванттық теорияға сәйкес жарықтың барлық бағытта бірдей таралуын статистикалық құбылыс ретінде қарастырамыз. Жарық өте көп кванттар
ағымы . Кванттардың кез-келген бағытта ұшып шығу ықтималдылығы бірдей. Сондықтан өте кіші Асо денелік бұрыштағы кванттар саны өте көп болып, олардың саны шамамен бірдей болады . Сондықтан жарықтың барлық бағыттағы интенсивтіліктері де бірдей болады.
Сонымен жарық интенсивтілігі үлкен болған жағдайда толқындық теория да, корпускулярлық теория да бірдей нәтиже береді.
Бұл теориялардың нәтижелері жарық интенсивтілігі әлсіз болған жағдайда әр-түрлі болады. Толқындық теория бойынша әлсіз жарық көзінен шығатын сәуленің амплитудасы кіші болғанымен оның интенсивтілігі барлық бағытта бірдей болады.
Квантық теорияға сәйкес әлсіз жарық көздерінен шыққан жарық кванттарының саныда аз болады. Кванттардың ұшып шығу бағыты кездейсоқ болғандықтан, қолардың саны бағытына байланысты әртүрлі мәнге ие болады. Олай болса квнттардың әртүрлі бағыттағы интенсивтіліктері де әртүрлі болады. Сонымен әлсіз жарық көздерінен шығатын кванттардың кеңістік бойлап таралуын зерттеу арқылы ,жарықтың толқын немесе кванттар ағыны ретінде таралатындығын анықтауға болады.
Осы мақсатта Боте төмендегі тәжірибені жасады. Рентген көзінен белгілі бір қашықтықта орналасқан екі Гейгер санауышын алды (1-сурет)
Гейгер санауышы оның ішінде туындаған электрондарды тіркей алады. Ондай электрондар Гейгер санауышына түскен рентген сэулелердің әсерінен туындайтын фотоэффект немесе Комптон эфект нәтижесінде пайда болады.
11-Сурет. Боте тәжірибесі.
Рентген көзінен шыққан рентген сәулелері Ғ - фольгаға түсіп, онда екінші реттік рентген сәулелеріи тудырады. Бұл екінші реттік рентген Ғ фольгада туындаған рентген сәулелері Z1 және Z2 санауыштарға түседі. Егер Ғ фольгада туындаған рентген сәулесі толқындық табиғатқа ие болса, ол жерден бірдей қашықтықта орналасқан Z1 және Z2 санауыштарға бір мезгілде жетіп барады. Егер Ғ фольгаға шыққан сәуле жеке квант түрінде таралатын болса Z1 және Z2 санауыштарға олардың түсуі әртүрлі уақытта болады. Яғни олар уақыт бойынша сәйкес келмейді.
Боте тәжірибесі санауыштардың көрсетулері уақыт бойынша бір мезетте болмайтындығын көрсетті. Санауыштағы импульстер әртүрлі уақытта және кездейсоқ туындайды екен. Демек рентген сәулесінің табиғаты кванттар ағыны. [12]
1.7. Фотондар.
Тепе - тендік күйдегі жылулық сәуле шығару спектрінде энергияның таралуын түсіндіру үшін, Планктың көрсеткендей ,жарық порциясы болған энергия түрінде шығарылады. Фотоэффекті
түсіндіру үшін жарық осындай циямен жұтылады деп болжау жеткілікті. Энштейін бұл пікірді әрі қарай дамытты. Ол жарықты дицкретті бөлшек түрінде таралады деп қарастырды. Ол бөлшектер бастапқыда кванттар деп аталады. Кейінірек ол бөлшектер фотондар деген атау алды.
Энштейіннің гипотезасының дұрыс екендігін Боте тәжірибесі дәлелдеп берді. Жұқа метал фольга Ф екі газзарядтаушы санауыш арасына орналастырылды. Фольга рентген сәулесінің әлсіз сәулелендәрәлдә. Сол сәуле әсерімен оның өзі рентген сәулесінің көзі болды. Бастапқы сәуле интенсивтілігі әлсіз болғандықтан фольгадан шығатын кванттар саны да әлсіз болады. Санауышқа рентген сәулесі түскенкезде оған тіркерген арнайы механизм, қозғалыстағы қағаз лентаға белгі түсіреді. Егер рентген сәулесі барлық бағытта бірдей таралатын болса яғни оның табиғаты толқын болса екі санауыш бір мезетте жұмысқа түсіп, лентада бір-бірімен сәйкес келетін белгі қою керек. Тәжірибе нәтижесінің көрсетуі бойынша лентадағы белгілер ретсіз орналасқан болды. Белгілердің бір-бірімен түспестен ретсіз орналасуын жарықты әртүрлі бағытта ретсіз түрде шығатын жарық бөлшектерінің ағыны деп қана түсіндіруге болады. Сонымен тәжірибе ерекше жарық бөлшегі фотондардың бар екендігін дәлелдеді. Фотон энергиясы оның жиілігімен анықталады.
Е=Һw
Толқын ұзындығына А=5000А фотон энергиясы Һw=2,5 эв,ал А=1А болса Һw=12,5 кэв.
Электромагнит толып импульсқа ие болады. Осыған орай фотон да импульсқа ие болуы керек. Фотон импульсін анықтау үшін салыстырмалылық теориясының қатынастарын қолданамыз. Бір-бірімен салыстырғанда v= жылдамдықпен қозғалыстағы К және К екі санақ жүйесін қарастырамыз . X және X осьтерін v бағытымен бағыттаймыз. Фотон осы осьтердің бағытымен қозғалыста болсын. К және К жүйелерінде фотон энергиясы һw және Һw тең. П және w жиіліетер мынадай қатынаспен байланысқан :
w=w* 1 -vос 1 -vо[2]с[2]
Демек фотон импульсін К жүйесінде р импульсін К жүйесінде р символмен белгілейміз. Симметриялық қасиетке сәйкес,фотон импульсі х осі бойымен бағытталған болу керек. Сондықтан рх=р, рх=р бір жүйесінен екінші жүйеге өту кезінде импульс пен энергия мына өрнек бойында түрленеді
Бұл қатынас тек массасы нөльге тең болған жарық жылдамдығына тең жылдамдықпен қозғалыстағы бөлшектерге ғана тән болады. Салыстырмалық теориясының жалпы қағидалары мен Е=Һw кванттық қатынастан төмендегі қағидалар туындайды.
1) Фотонның тыныштықтағы массасы нөльге тең.
2) Фотон әрқашан вакуумда с жылдамдықпен қозғалады.
w жиілікті толқын ұзындыгы X арқылы өрнектесек, фотон импульсі
үшін мынадай теңдеу аламыз.
р=Һ2PIλ=Һw (1.22)
Мұндағы R-толқындық сан. Фотон электромагнитті толқынның таралу бағытына ұшады. Сондықтан импульс бағыты р және толқындық вектор R сәйкес келеді. Нәтижесінде (10.5) өрнекті вектор түрінде жазуға болады:
р=Һк (1.23)
Жарық жұтылатын бетке нормал бағытта фотондар ағыны түссін. Егер фотондар тығыздығы n тең болса ,бірлік уақыт ішінде бірлік ауданға түсетін фотондар саны nс-га көбейтіп бірлік бетке жұтылу кезінде әрбір фотонның бетке түсіретін импульсі. р=Ес .Бұл импульсті nс-қа көбейтіп бірлік бетке бірлік уакыт ішінде түсірілген импульсті яғни қысымды анықтаймыз: Р=Ес*nс=Еn
Еn көбейтінді бірлік көлемдегі фотон энергиясына яғни
электромагниттік толқын энергнясының тығыздыгы w-ға тең. Сонымен біз мынадай өрнекке келеміз. R=w. Бұл өрнек электромагниттік теория өрнегімен сәйкес келеді. Қабырғадан шағылған фотон оған 2р импульс береді. Сондықтан шағылган кезде беттің кысымы 2w тең болады.
Егер электромагниттік өрісті фотондар ағыны ретінде қарастыратын болсақ, абсолют қара дененің сәуле шығару қабілеті мен тепе-теңдік күйдегі сәулелену тығыздығы арасындағы қатынасты анықтау жеңіл болады. Аитайық, тепе-теңдік күйдегі абсолют қара дененің бірлік көлемінде жиілігі w дап w+dw аралықта болған dn фотондар орналасқан болсын. Жиілігі сол аралықтағы энергия тығыздығы:
du=u(w,Т)dw=Һwdn (1.24)
Газ молекуласына ұқсас, фотондар барлық бағыт бойында үздіксіз болады. Бірлік уақыт аралығында бірлік бетке соқтығысатын фотондар саны сдп. Егер қабырға абсолют қара дене болса, ол барлық фотондарды жұтады. Нэтижесінде һwedn тең энергия алады. Тепе-теңдік күйде абсолют қара қабырға тура осында энергия шығарады. Сонымен:
f(w,T)dw=hwedn (1.25)
(10.7) жэне (10.8) теңдеулер қатынасынан
f=(w,T)=c4u(w,T) (1.26)
Біз қарастырған құбылыстарда жарық өзін бөлшек ретінде сипаттады. Бірақ жарықтың интерференция және дифракция кұбылыстарын түсіндіру үшін оны тек толқындық түрғыдан ғана қарастыруымыз керек. Сонымен жарыққа корпускулярлық-толқындық дуализм тән: Жарық кейбір құбылыстарда электромагниттік толқын ретінде, басқа құбыдыстарда корпускулярлық қасиетке ие болып фотондар ағыны ретінде сипатталады. Бұл корпускулярлы-толқынды дуализм тек қана жарық бөлшегіне ғана емес, сондай-ақ құраушы бөлшектерге де тән екен.
Толқындық және корпускулярлық теория арасындағы қатынасты анықтау үшін беттің жарықталуын қарастырайық. Толқындық теория, а сәйкес беттің жарықталуы жарық толқынның амплитудасының квадратына пропорционал. Ал корпускулярлық теорияға сәйкес жарықталуы фотондар ағынының тығыздығына пропорционал . Олай болса толқын амплитудасы мен ағын тығыздығының арасында тікелей байланыс болуы керек. Энергия мен импульсті тасымалдаушы фотон. Сондықтан фотон түскен жерде энергия бөлінеді. Амплитуданың квадраты фотонның сол нүктеге түсу ықтималдығын сипаттайды. Демек кеңістіктің dv көлемінде фотонның болу ықтималдығы:
Мұндағы: К-пропорционалдық коэффицент, А-жарық толқынының амплитудасы.
Жоғарыда айтылғандардан, жарық түскен беттегі фотондардың таралуы статистикалық сипатқа не болатындығын көреміз. Күнделікті өмірдегі беттің жарыпен жарыкталуының біртегіс болуы фотондар ағынының өте үлкен болуымен түсіндіріледі.
Жарық ағыны әлсіз болған жағдайда беттің әр нүктесінің жарықталуының әртүрлі болатындығы С.В.Вавилов және оның
қызметкерлері бақылыған . Қалыпты адам көзі толқын ұзындығы λ=5550 А болған жарықтың бір секундта 200 фотоны түскен кезде оны
сезе бастайды. Осындай интенсивтілігі жарық ағынын С.В.Вавилов бақылап оның анық статистикалық сппатқа ие екендігін анықтады. [13]
ІІ-тарау. Газразрядты санауыштар көмегімен
электромагииттік сәуленің кванттық табиғатын
экспериментте зерттеу.
2.1. Күшейткішті ионизациялық санауыштар.
Өрістің кернеулігі жоғарғы болған жағдайда анодқа дрейфтелуші электрондар соқтығысулар арасындағы газ молекулаларын ионизациялау үшін жеткілікті энергияға ие болуы мүмкін. Мұндай жағдай токтың және импульс амплитудасының артуына әкеп соқтырады. Бұл құбылыс-екінші реттік ионизация есебінеп электрондар санының арту газдық күшею деген атауға ие. Газдық аралықтағы вольт-амперлік сипаттамаға назар аударайық. 2.1- суретте екі түрлі бастапқы ионизацпялар үшін импульс амплитудаеының кернеуге тәуелділігі көрсетілген. 2- салада импульстар амплитудасы 10-100 есе өсетіндігі және импульс шамаларының бастапқы ионизацияға тәуелділігі тура пропорционал екендігі көрініп тұр. Бұл салада жұмыс істейтін санауыштар пропорционал санауыштар деп аталады. Кернеудің одан әрі ұлғаюы кезінде пропорционалдылық бұзылады, одан әрі импульс амплитудасы бастапқы ионизацияға тәуелді болмай қалады. Газдық күшею механизмін қарастырамыз және вольт-амперлік сипаттамаға сапалы түсініктер береміз.
... жалғасы
Сіз бұл жұмысты біздің қосымшамыз арқылы толығымен тегін көре аласыз.
Кіріспе ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 3
I - тарау. Электромагниттік сәулеленудің кванттық теориясы
1.1. Жылулық сәулелену ... ... ... ... ... ... .. ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 6
1.2. Абсолют қара дененің сәуле шығару спектрі ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .8
1.3. Фотоэлектрлік эффект ... ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 12
1.4. Комптон құрылысы ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...18
1.5. Жарық қысымы ... ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...22
1.6. Электромагниттік толқындардың кванттық сипаттамасы ... ... ... ... ... 25
1.7. Фотондар ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..28
II - тарау. Газразряды санауыштар көмегімен элекромагниттік сәуленің кванттық табиғатын экспериментті зерттеу.
2.1. Күшейткішті ионизациялық санауыштар ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... .33
2.2. Өздігінен өшпейтін санауыштар ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..41
2.3. Өздігінен өшетін санауыштар ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ..43
2.4. Газразрятты санауыштар көмегімен радиоактивті сәулелерді тіркеу ... ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .50
2.5. Электромагниттік сәуленің кванттық табиғатын тәжірибе арқылы анықтау.(экспертмент) ... ... ... .. ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...54
Қорытынды ... ... ... ... ... ... .. ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ...58
Пайдаланылғын әдебиеттер ... ... ... ... ... ... . ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 59
Кіріспе
Кванттық теорияға сәйкес микробөлшектер әрі корпускулярлық, әрі толқындық қасиетке ие. Классикалық физика бойынша бөлшектердің қозғалысы мен толқынның таралуы бір-біріне сәйкес келмейтін процестер. Бірақ фотоэффект, конптом эффекті және басқа бірқатар жарықтың әсерінен болатын құбылыстарды зерттеу нәтижелерін түсіндіру үшін жарықтың табиғатын тек электромагниттік толқын ретінде емес, ол корпускулярлық қасиетке ие деп қарастыру қажеттігі туындады [1].
Зерттеудің өзектілігі: Электромагниттік сәулелердің табиғатын түсіндіруде әрі толқындық, әрі корпускулярлық қасиетін мектеп оқушыларының бірден игеріп кетуі қиын. Оның негізгі себебі, бізді қоршаған ортадағы тікелей бақыланатын барлық материяның түрлерінде олардың тек толқындық немесе бөлшектік қасиеттерін сеземіз. Сондықтан, бір мезетте әрі толқындық, әрі корпускулярлық қасиеттерін коз алдымызға елестету қиын. Сондықтан оқушыларға электромагниттік сәуленің әрі толқындық, әрі корпускулярлық қасиеттерін түсіндіретін тәжірибелер жасап, оның әдістемелік нұсқауын дайындау өзектілігін жоғалтқан жоқ.
Зерттеудің ғылыми жаңашылдығы мен практикалық маңыздылығы: Қазіргі кезде мектеп оқу процесінде электромагниттік сәулелер бойынша орындалатын тәжірибелерге талдау жасап, оларды жетілдіру және жаңарту қажет. Газразрядты санауыштар көмегімен электромагниттік сәуленің кванттық табиғатын анықтайтын зертханалық жұмыстар қойып, оның көрнекілігі мен тиімділігін арттыру жолдары ұсынылды.
Дипломдық жұмыстың мақсаты: Электромагниттік сәулелердің күрделі табиғатын мектеп оқушыларына түсіндіру барысында орындалатын тәжірибелердің көрнекілігі мен тиімділігін және оқушылардың пәнге деген қызығушылығын арттыру.
Жарық кванттары кеңістікте корпускуляр секілді қозғалыста болатын, кіші көлемде жинақталған материяның ерекше түрі ретінде қарастырылады. Жарық кванттары бөлшектерге тән көп қасиеттерге ие. Сондықтанда жарық кванттарын фотондар деп атайды.
Квант-фотондардың негізгі сипаттамасы олардың энергиясы. Квант энергиясын Е арқылы белгілейміз. Ол энергияның шамасы сәулеленудің қасиеттерін анықтайды. Монохроматты жарық ағыны энергиялары бірдей болған кванттардан құралған болады.
Толқындық теорияға сәйкес сәулеленудің бір-бірінен айырмашылығы электромагниттік тербелістердің жиіліктерінің әр түрлі болуында. Сондықтан толқындық теорияға сәйкес жиілік v сәулеленуді сипаттайтын негізгі параметр болады.
Олай болса сәулелену процесін сипаттайтын осы екі шаманың арасында белгілі бір қатынас болуы шарт. М.Планк осы екі шама квант энергиясымен электромагниттік сәулелену жиілігі арасындағы қатынас пропорционал түрде болады деп жорамал жасады.
Мұндағы тұрақты шама һ Планк тұрақтысы деп аталады:
Бүл өрнектен
Е=һv
Сонымен осы кезге дейін жарық ағынын жиілігі v болған электромагниттік толқын деп келген болсақ,енді оны энергиясы Е=Һv болған кванттар ағыны деп қарастырамыз. Жарық ағынының интенсивтілігі бірлік ауданнан бірлік уақыт аралығында өтетін кванттар сонымен анықталады:
Мұндағы N бірлік уақыт аралығында өткен кванттар саны. Жарық
ағыны жеке кванттардан құралатындықтан заттың сәулелену немесе жарық жұту процесі Һv шамаға еселенген энергия шығаруы немесе жұтуы арқылы сипатталады.
Жарық квантының энергиясы Е=Һv болса , салыстырмалылық теориясына сәйкес ол белгілі бір мөлшердегі массаға ие болуы керек.
Егер жеке кванттың массасын m деп белгілесек
Жарық кванты С жылдамдықпен таралатындықтан оның импульсі
Әртүрлі сәулелердің кванттық және толқындық сипаттамаларың 1-кестеде келтірдік
Кесте №1
Кестеден радиотолқындар мен көзге көрінетінжарық сәулелерінің кванттарының массасы тыныштықтағы электрон массасымен салыстырғанда ескермесе де болатындай болса, ал гамма сәулелердің кванттарының массасы электрон массасымен шамалас немесе бірнеше есе үлкен болады екен. Квант энергиясы артқан сайын оның массасы да артады. Сондықтан жоғары энергияға ие болған кванттардың корпускулярлық қасиеттері анық байқалады.
Электромагниттік толқынның кванттық қасиеттерін тәжірибе арқылы анықтауға болады.
Зертханалық жұмыстың мақсаты жоғары жиілікті электромагниттік сәуленің корпускулярлық қасиетін Боте тәжірибесі арқылы анықтау.
І-тарау. Электромагниттік сәулеленудің кванттық
теориясы.
0.1. Жылулық сәулелену.
Жарықтың толқындық табиғаты алғаш рет жылулық сәулелену процесін түсіндіруде қайшылыққа кездесті. Заттың сәулелену процесі энергияның шашырауымен байланысты. Сәулелену процесі үздіксіз болуы үшін оның энергиясы сырттан толтырылып тұруы қажет. Сәулеленудің түріне байланысты оның энергияны сырттан алу процесі де әртүрлі болады.
Жылулық сәулелену деп дененің жылуының яғни ішкі энергияның есебінен болатын сәулеленуді айтамыз. Жылулық сәулелену тепе-теңдік күйде болуы мүмкін. Ол үшін сәулеленуші денені идеал бетпен қапталған ыдыс ішіне орналастырайық. Ыдыс ішінде орналасқан дененің шығарған сәулелері ыдыс қабырғасынан бірнеше рет шағылып денеге қайтып түсіп, ол денеде жұтылады. Бастапқы кезде денеден шыққан сәулемен ол денеде жұтылған сәулелер саны әртүрлі болғанымен біраз уақыт өткеннен соң олардың саны теңеледі. Сол кезден бастап тепе-теңдік кездегі дененің температурасы тұрақты күйде болады. [2]
Жылулық сәулеленуден басқа кез келген сәулелену тепе-теңдік күйде бола алмайды. Жылулық сәулеленуі тепе-теңдік күйде болғандықтан оған термодинамика заңдарын қолдануға болады.
Жылулық сәулеленудің күйін сипаттайтын негізгі шама температура. Бір-бірімен жылу алмасатын денелер белгілі уақыттан кейін бірдей температураға ие болады. Яғни жылулық тепе-теңдікке келеді.
Денелердің сәуле шығару және сәуле жұту қабілеттерінің арасында белгілі бір қатынас бар екендігін 1859 жылы Кирхгоф тағайындаған.
Егер бірлік уақыт аралығында дененің бірлік бетінен шығатын энергияны R деп алсақ, дененің ds бетінен бірлік уақыт ішінде шығатын энергия
dЕ=R*ds (1.1)
Мұндағы R -энергетикалық жарқырау. Дене шығарған сәуленің толқын ұзындықтары ға дейінгі аралықтағы энергия мөлшері.
Мұндағы rλ - дененің сәуле шығару қабілеті деп аталады.
Демек
(1.2) және (1.3) өрнектерден
Егер спектрдің dλ, аралығындағы денеге түскен сәуленің энергиясын dЕλ деп ,ал денеде оның жұтылған мөлшерін dЕλ деп белгілесек олардың қатынасы дененің сәуле жұту қабілеті аλ-ны береді.
Дененің сәуле шығару rλ және жұту аλ қабілеттері дене температурасы мен толқын ұзындықтарының функциясы болады. Температура өзгергенде дененің сәуле шығару қабілеті де, сәуле жұту қабілеті де өзгереді.
Киргхов термодинамика заңдарына сәйкес дененің сәуле шығарғыштық қабілетінің сәуле жұту қабілетіне қатынасы барлық денелер тұрақты шама екендігін анықтады.
Егер дене өзіне түскен барлық сәулелерді толығымен жұтатын болса мұндай денелер абсолют қара дене деп аталады. Абсолют қара дене үшін аλ =1. Табиғатта абсолют қара дене жоқ. Жұту қабілеті абсолют қара денеге жуық денені қолдан жасауға болады. Мысалы: өте кіші саңылауы бар іші қуыс денені абсолют қара дене деп қарастыруға болады, себебі оның ішіне саңлаудан түскен сәуле одан қайта шығып кете алмастан, бірнеше рет ішінде шағылып жұтылады.
Абсолют қара дененің жұту қабілеті бірге тең болғандықтан (1.10) өрнекке сәйкес rλ=f(λ,Т). Олай болса Кирхгоф заңын былай тұжырымдауға болады:
Берілген температурадағы дененің сәуле шығару қабілетінің сәуле жұту қабілетіне қатынасы барлық денелер үшін тұрақты болып, оның шамасы абсолют қара дененің сәуле шығару қабілетіне тең болады.
1.2. Абсолют қара дененіц сәуле шығару спектрі.
(1.6) өрнектегі f(λ,Т) абсолют қара дененің сәуле шығару қабілетін сипаттайды. Абсолют қара дененің сәуле шығару қабілеті r -ны 1-суретте келтірілген құрылғы көмегімен өлшеуге болады.
1 - сурет. Абсолют қара дененің сәуле шығару қабілетін сипаттайтын спектрі
Абсолют қара дене ретінде саңлауы бар іші қуыс А дене алынады. Дененің қыздыру арқылы оның температурасын өзгертуге болады. А дене саңлауынан шыққан сәуле L1 линза көмегімен В1 коллиматордың S саңлауына түсіріледі. В коллиматордағы L линза көмегімен сәулені параллель етіп аламыз. Параллель сәулелер С призмаға түсіп одан толқын ұзындығына сәйкес әртүрлі бұрышқа жіктеледі. В түтіктегі L линза көмегімен толқын ұзындықтары λ дан (λ+∆λ) арлығында сәулелер S2 саңлауға түсіріледі. Олардың интенсивтілігін Е балометр көмегімен өлшейді. (1.6) өрнекке сәйкес олардың интенсивтілігі r *∆λ-ға пропорционал болады. Сондықтан толқын үұзындықтары λ1 және λ2 болған спектрдің бөліктерінен балометрге түскен сәуле интенсивтіліктерінің қатынастары сол спектр бөліктері үшін абсолют қара денелердің сәуле шығару қабілеттерінің қатнастарын анықтауға мүмкіндік береді. [5]
Сонымен
2-сурет. Абсолют қара дене сәуле шығарғыштық қабілетінің толқын ұзындығына тәуелділігі
Графиктің абсцисса осіне толқын ұзындығы, ал ордината осіне дененің сәуле шығару қабілетінің мәндері қойылған. 2-суреттегі қатынасты зерттеу нәтижесі негізінде төмендегідей қорытынды жасалды.
1) Энергетикалық жарқырау дененің абсолют температурасының төртінші дәрежесіне тура пропоционал.
Бұл өрнек Стефан-Больцман заңы деп аталады. Мұндағы σ=5,71*10[-12]вт*см[-2] тұрақты шама.
2) Сәуле шығару қабілетінің максимал мәніне сәйкес келетін толқын ұзындығы дененің абсолют температурасына тура пропорционал.
Бұл өрнек Вин заңы деп аталады. Мұндағы в=0,288 см*град тұрақты шама.
3) Абсолют қара дененің сәуле шығару қабілетінің максимал мәні оның абсолют температурасының бесінші дәрежесіне тура пропорционал.
Мұндағы с=1,3* 10[-11] вт*см[-3] *град[-5] -тұрақты шама.
2-суреттегі қатынасты және тәжірибе негізінде алынған. Осы өрнектерді термодинамика және статистикалық физика заңдары негізінде теориялық тұрғыдан түсіндіру мүмкін болмады. 2-суреттегі қатынасты теориялық тұрғыдан түсіндіру үшін 1900 жылы М . Планк дене сәулелерді энергиялары hv-ге тең болған жеке порция түрінде жұтылады деген болжам жасады .[2]
Планк жарық энергиялары hv - ге еселенген түрде жұтылады деп, статистикалық физика заңдары негізінде төмендегі өрнекті тағайындады.
Бұл өрнек Планк формуласы деп аталады.
З суретте Планк формуласы көмегімен есептелген нәтиже мен тәжірибеден алынған нәтижелердің қатынасы келтірілген. Планк формуласы көмегімен есептелген нәтиже мен тәжірибеден алынған нәтижелердің қатынасы келтірілген.
Планк формуласы эксперимент нәтижесімен толық сәйкес келіп, абсолют қара дененің сәлелену заңдылықтарын дұрыс түсіндіріп береді.
Сонымен Планк болжамы негізінде тағайындалған (1.12) өрнек дұрыс нәтиже берді. Сондықтан Планктың жарықтың сәулеленуі және жұтылуы үздіксіз түрде емес, энергиясы Е =Һv болған кванттат түрінде болады деген болжамын дұрыс деп қабылдаймыз
3-сурет. Абсолют қара дененіц энергия бойынша спектрі.
1.3. Фотоэлектрлік эффект.
Жарықтың затқа еткен әсері білінетін құбылыстардың бірі-фотоэлектрлік эффект (қысқаша фотоэффект) болады. Фотоэффект деп түскен жарық ықпалынан эаттан электрондар бөлініп шығу құбылысы деп аталады. Бұл құбылысты алғаш неміс физигі Герц 1887 жылы байқаған. Ол электромагнитті толқындар алу үшін тәжірибелер жасағанда электр ұшқындары пайда болатын вибратор саңылауына ультракүлгін сәулелері мол жарық түсірілгенде электр ұшқындары молайып, электр разряды күшейетіндігін байқаған . Одан соң ағылшын физигі Гальвакс 1888 жылы теріс зарядталған цинк пластинкаға ультракүлгін сәулелер түсірілгенде оның заряды кемейтіндігін тағайындады. [6]
Фотоэлектр құбылысын сол кезде 1888 жылы белгілі орыс физигі А.Г.Столетов толық зерттеген .А.Г.Столетовтың тәжірибесінің схемасы мына сурет көрсетіліп отыр.
4-сурет. А.Г.Столетов тәжірнбесініц схемасы.
Мұнда А мыс сетка мен К цинк пластинкадан құрастырылған конденсатор В батареямен жалғастырулы. Қалыпты жағжайда бұл тізбекпен ток жүрмейтіндігі мәлім. А.Г.Столетов цинк пластинкаға S электр доғадан жарық түсіргенде тізбектен ток жүретіндігін байқаған. Зерттей келе жарық әсерінен цинк пластинкадан теріс зарядтар бөлініп шығатындығы тағайындалды. Бұл құбылысты А.Г.Столетов актини-электр құбылысы деп атаған. Қазір бұл құбылыс сыртқы фотоэффект деп аталады.
А.Г.Столетов тәжірибе жасап жарық әсерінен бөлініп шыққан зарядтардың мөлшері пластинканың жарықталуына, яғни түскен жарық ағынына тура пропорционал кендігін, метал пластинкаға күлгін және ультракүлгін сәулелер түсірілгенде бұл құбылыс күшейе түсетіндігін тағайындады.
Осылай жарық ықпалынан металдың бетінен бөлініп шығатын теріс зарядтар электрондар екендігі тәжірибеде (1898 жылы ) анықталды. Сөйтіп жарық түскен дененің бетінен электрондар бөлініп
шығады. Мұндай электрондар фотоэлектрондар деп аталады да, олардың ағыны фотоэлектр тогы (қысқаша фототок) делінеді.
Сыртқы фотоэффектің қасиеттерін тереңірек зерттеу үшін мына суретте көрсетілген.
5 - Сурет. Фотоэффекті зерттеу тәжірибесінің схемасы.
Мұнда А мен К пластинкалары ішінен ауасы шығарылған шыны түтіктің ішіне орнатылған. Бұл түтіктің бүйіріндегі Ғ терезеден түсірілген монохрамат жарық әсерінен К пластинка бетінен электрондар бөлініп шығады, олар К мен А арасында В батерия қоздырған электр өрісінде қозғалып оң полюспен жалғастырылған А пластинкаға барады, одан әрі сыммен жүріп О гальвоанометрден өтеді, тізбекте фототок байқалады. Фототок күші О гальванометрмен, А
мен К пластинкалары потенциялдар айырмасы V вольтметрмен өлшенеді.
Тәжірибеге қарағанда А мен К пластинкалары потенциалдарының айырмасы нөлбге тең болған жағдайда да тізбекте фототок болады. [7]
Әсер етуші жарықтың спектрлік құрамы мен оның ағынының қуаты тұрақты болған жағдайда фототоктың I күш А мен К пластинкаларының V потенциалдар айырмасына тәуелді болады. - сурет үдетуші потенциалдар айырмасы артқанда фототок күшіде артады.
6 -сурет фототок күшінің нотенциалдар айырмасына тәуелділігі.
Үдетуші потенциал мәні бір белгілі шамаға жеткен соң фототок күші артпайды, фототок қанығу мәніне жетеді, яғни жарық әсерінен К пластинкадан І секундта бөлініп шыққан электрондар А пластинкаға түгел жетеді. А.Г.Столетовтың бақылауынша қанығу тогы (іs) жарық ағыны қуатына (w) пропорционал. Бұл қағида фотоэффектің бірінші заңы деп аталады.
Бұл суреттен, жоғарыда айтылғандай, А мен К пластинкалардың потенциалдарының айырмасы нольге тең болған жағдайда фототок күші нольге теңелмейтіндігі, оның оb кесіндісімен сипатталатын белгілі мәні болатындығы көрініп тұр. Демек фотоэлектрондардың бастапқы кинетикалық энергиясы болады. Фото электрондардың бұл энергиясының шамасын табуға болады. Егер А мен К аралығындағы электр өрісінің бағыты өзгертілсе, сонда К-дан А-ға қарай қозғалған фотоэленктрондар электр күшіне қарсы жұмыс істейді, бұл жұмыс фотоэлектрондардың бастапқы кинетекалық энергиясы есебінен істеледі. Өріс едәуір күшті болған жағдайда фотоэлектрондардың кинетикалық энергиясы А пластинкаға жетпей-ақ сарқылады; тізбекпен фототок жүрмейді. Фототок нольге теңелген (і=0) кездегі А мен К пластинкалары потенциалдардың айырмасы бөгеуші потенциал (vб) деп аталады. Фотоэлектронның бастапқы кинетикалық энергиясы (mv[2]2) электрон эаряды (е) мен бөгеуші потенциал (V б) көбейтіндісіне тең болады:
мұндағы v- фотоэлектрнның бастапқы жылдамдығы.
Жасалған тәжірибелер нәтижесіне қарағанда фотоэлектронның кинетикалық энергиясы, демек оның бастапқы жылдамдығы, әсер етуші жарық тербеліс жиілігіне тәуелді. Америка физигі Милликен натри фотокатот бетіне жиілігі (v) түрліше монохромат жарық түсіріп, тиісті бөгеуші потенциалдар шамасын өлшеген. Горизонталь ось бойына v мәндерін , вертикаль ось бойына vб мәндерін салған, сонда бұлардың арасындағы тәуелділік 7-суретте көрсетілгендей түзумен кескінделеді.
7-сурет. Бөгеуші потенциалдыц жарық тербелісі жиілігіне
тәуелділігі.
Демек vб мен v арасында сызықтық байланыс бар, оны мына түрде өрнектеуге болады:
Мұндағы к мен vо -тұрақты шамалар. Енді (1) өрнекті былай жазуға болады.
Мұндағы к мен vо -тұрақты шамалар. Енді (1) өрнекті былай жазуға болады.
мұндағы а=е*к Сөйтіп фотоэлектрондардың кинетикалық энергиясы жарық тербелістері жиілігіне тәуелді. Басқаша айтқанда фотокатодқа түскен жарық тербеліс жиілігі неғұрлым көп болса, фотоэлектрондардың жылдамдығы соғұрлым көп болады.
(1.13) формулаға қарағанда жарық тербеліс жиілігі бір белгілі шамаға жеткенде (мысалы, vо ға тецелгенде) фотоэлектронның жылдамдығы (v) нольге теңеледі. Егер жарық тербеліс жиілігі vvо болса, ондай жарық фотоэффект құбылысын қоздыра алмайды.
Фотоэффект қозу үшін vv0 болуға тиіс. Сөйтіп тербеліс жиілігі vо оған сәйкес толқын ұзындыгы Хо=сvо фотоэффект қоздыра алатын
жарық жиілігі мен толқын ұзындығының шегі болып табылады. Толқыны А0-дан ұзын жарық даншама күшті болсада, фототок қоздыра алмайды. Сондықтан а [шегі] түрліше болады. Мысал
ретінде 1-таблицада газдан тазартылған бірнеше металдардың фотоэффектік қызыл шегі көрсетіліп отыр.
Сілтілік металдар үшін фотоэффект қызыл шегі спектрдің көрінетін бөлігінде, көптеген басқа заттар үшін бұл шек спектрдің ультракүлгін бөлігінде жатады.
Тәжірибелерге қарағанда жарық түскен кезден фотоэффект байқалған кезге дейінгі уақыт аралығы секундтың миллиардтық үлесіне (10 сек) аспайды. Демек, фотоэффект лезде болатын құбылыс.[8]
1.4. Комптон құбылысы.
Рентген сәулелері бір заттан өткенде ролардың біразының бағыты өзгеріп, шашырайтындығы мәлім. Толқындық теория бойынша бұл құбылысты былай түсіндіруге болады. Рентген сәулелері дегеніміз электромагнит толқындардың дербес бір түрі; олай болса түскен рентген сәулесі өрісінің әсерінен заттың атомдардың ішіндегі электрондар тербеліп,қозғалады. Сонда олардан екінші ретті электромагнит толқындар таралады, осы электромагнит толқындар шашыраған рентген сәулелері болып табылады. Классикалық теория бойынша шашыраған сәулелермен түскен сәулелердің жиіліктері бірдей болуга тиіс. Демек шашыраған рентген сәулелердің құрамы түскен рентген сәулелердің құрамындай болуы керек. Бірақ шашыраған рентген сәулелердің спектрін тәжірибе жасап зерттей келгенде бұл қағиданың кейбір жағдайда орындалмайтындығы байқалады. Атап айтқанда графит, парафин сияқты заттардан шашыраған қатаңдау рентген сәулелерінің құрамында толқынның ұзындығы бастапқы түскен сәулелердікіндей және толқындары одан гөрі ұзынырақ сәулелер де болатындығы тағайындалды. Осылай рентген сәулесі шашыраған кезде олардың толқындарының ұзындығы өзгеруі-Комптон құбылысы немесе Комптон эффект деп аталады. Бұл құбылысты алғаш Комптон 1923 жылы ашқан.
8-сурет. Комптон құбылысып бақылау тәжірибесінің схемасы
Мұнда R рентген түтігінен таралған монохромат сәулелер А парафинге түседі. Шашыраған рентген сәулелерінің Dі мен D2 диафрагмалардан өткен жіңішке параллель шоғы спектрографтың К кристалынан шағылып В иондалу камерасына түседі. Сонда шашыраған рентген сәулелерінің спектрінде толқынның ұзындығы А-ға тең бастапқы сәулемен қабат толқыны одан ұзын, мысалы X -ге тең сәуле бар екендігі байқалады. Бұлардың толқындардың ұзындықтарының айырмасы (ДА, ==кгХ) шашыратқыш затқа және бастапқы түскен
сәуленің толқынының ұзындығына тәуелді емес, тек сәулелердің шашырау бағытына байланысты. Егер бастапқы сәулелер бағыты мен шашыраған сәулелер бағыты арасындағы бұрышты, яғни шашырау бұрышын ф әрпімен белгілесек,сонда АХ мен ф арасындағы байланысты былай өрнектеуге болады.
Мұндағы тұрақты шама к=0.00241 нм, оның бұл мәні тәжірибе арқылы табылған. Комптон құбылысын классикалық электромагнит теория тұрғысынан қарап түсіндіру мүмкін емес, мұны тек кванттық теория бойынша түсіндіруге болады. Бұл теория бойынша рентген сәулелері дегеніміз-фотондардың ағыны болып табыладыда эрбір фотонның белгілі энергиясы жэне импульсі болады. Комптон құьылысын рентген фотондарымен жеңіл атомдардыц ішіндегі еркін электрондардың соғылысу нэтижесі деп қарастырамыз. Сонда бұл соғылысу серпімді соғылысу заңдарына бағынады деп болжаймыз. Рентген фотоны электрондармен осылайша соғылысқанда оның энергиясы мен импульсі өзгереді,өйткені электронға кинетикалық энергия және импульс пайда болады. (9-суретте)
Егер фотонның бастапқы энергиясы Еф=Һv, импульс Рф=Һvс 6олса, шашыраған фотонның энергиясы Е=Һv, импульсі Рф=һvс болады. Электронның кеинетикалық энергиясы
Бұл шама (1) формуланың оң жағындағы к тұрақтысының тәжірибнден белгілі сан мәніне тең. Сөйтіп (1.18) формула (1.11) формулаға дәл келеді.
Енді шашыраған рентген сәулелерінің, спектріндегі толқын ұзындығы өзгермеген , яғни ығыспаған сызыққа тоқталайық. Бұл сызық рентген фотоны атомдардың өздерімен соғылысу нәтижесінде пайда болады, сонда шашыраған фотонның энергиясы өзгермейді, ендеше оның іс жиілігі де өзгермейді.[10]
1.5. Жарық қысымы.
Денеге түскен жарық жұтылғанда, шағылғанда сол денеге механикалық қысым түседі. Жарық қысымын жарықтың электромагниттік және фотондық теориясы тұрғыларынан қарастырып байымдауға болады.
Электромагниттік теория бойынша жарық дегеніміз электромагниттік толқындардың бір түрі болғандықтан жарық түскен дененің бетінде не өткізгіштік тогы , не ығысу тогы пайда болады, өйткені жарық толқындары өрісі әсерінен дененің молекулалары мен атомдары құрамындағы зарядтар не өріс багытынша, не оған қарсы бағытта қозғалады. Бұл ток бағыты жарықтың таралу бағытына перпендикуляр
болады. Бұл токқа жарық толқынының магнит өрісі әсер етеді. Ол күштің бағыты сол қолдың үш саусақ ережесі бойынша жарықтың таралу бағытымен дәл келеді, яғни жарық түскен бетке перпендикуляр болады. Сөйтіп жарық дененің бетіне қысым түсіреді.
Жарық қысымы оны интенсивтігіне байланысты. Егер жарық абсолют қара дене бетіпе перпендикуляр бағытта түскен болса, онда Максвеллдің есептеуінше жарықтың қысымы(р) жарық толқыны энергиясының көлемдік тығыздығына (u-га) тең , яғни
Р = U
Егер жарық дененің бетінен аздап шағылатын болса, онда жарық қысымы мынаған тең.
Р = (1 + р)и
Мұндағы р-шағылу коэффиценті (р1). Егер 1 см[2] бетке 1 секундта түсетін жарық энергиясы мөлшері I әріпімен белгіленілсе, сонда жарық энергиясы көлемдік тыгыздығы u = I с болады, мұндағы с- жарық жылдамдығы. Олай болса жарық қысымын мына түрде өрнектеуге болады;
Жарық қысымы өте аз шама, мысалы қарайтылған дене бетіне күн ашықта Күн жарығы түсіретін қысым р~4.51* 10 днсм2.
Кванттық теория бойынша жарық ағыны дегеніміз фотондар ағыны. Әрбір фотонның белгілі қозғалыс мөлшері (импульсы) болады. Сондықтан фотон бір денеге соғылғанда сол денеге соғылғанда сол денеге импульс ауысады. Сонда денеге 1сек ішінде берілген импульс сол денеге әсер етуші күш болып табылады да 1 см2 бетке келетін күш қысымы деп аталады.
W = Nhv
Мұндағы v-жарық тербеліс жиілігі, h-Планк тұрақтысы. Осы денеге түскен фотондардың бір болігі (рN) дене бетінен шағылып кері
серпілетін, қалған бөлігі (1-р)N жұтылатын болсын. Сонда әрбір жұтылған фотоннан денеге Һvс мөлшерде импульс ауысады да барлық жұтылған фотондардан оған (1-р)N Һvс мөлшерде импульс беріледі. Дене бетінен шағылып кері серпілген фотонның импульсі +Һvс ден -Һvс ге өзгереді де импульстің өзгеріс мөлшері: Һvс-(-Һvс)=2*Һvс болады. Сөйтіп әрбір шағылып кері серпілген фотоннан денеге 2*Һvс мөлшерде импульс ауысады, сонда оңан барлық шағылған фотондардан рN*2*vһс мөлшерде импульс беріледі. Сөйтіп дененің бетіне түскен барлық фотоннан денеге 1 сек ішінде мөлшері (1-р)N*һvс+2рN*һvс импульс ауысады. Дененің 1 см2 бетіне келетін импульс шамасы қысым деп аталатын болғандықтан, дененің бетінің ауданы S болса, оған түсетін жарық қысымы (р) мынаған тең болады.
Мұндағы жарық интепсивтілігі. Сөйтіп жарық қысымы
жарық интенсивтігі мен шагылу коэффициентіне тәуелді. (1.11) мен (1.12) формула бірдей.
Егер дене түскен жарықты толық жұтатын болса,онда р=0 болады да жарық қысымы мынаған тең болады.
Р=
Егер денеге түскен жарық түгел шағылатын болса, онда р=1 болады да жарық қысымы былай өрнектеледі
Р=
Сөйтіп идеал айнаға түсетін жарық қысымы абсолют қара денеге түсетін жарық қысымынан екі есе артық болады.
Жарық қысымын эксперимент жасап бірінші рет 1901 жылы
белгілі орыс физигі П.Н.Лебедев өлшеді [11]
10-сурет. П.Н.Лебедев тәжірибесінің схемасы.
1.6 Электромагниттік толқындардың кванттық
сипаттамасы.
Жарық көзіне шығатын энергия барлық бағыт бойынша бірдей тарлады. Сәуле , бөгет болмаған кеңістіктің барлық бөлігіне енеді. Жарықтың бұл қасиетін оның толқындық табиғаты арқылы оңай түсіндіруге болады. Толқын барлдық бағытта бірдей таралады. Жарықтың осы қасиетін оның корпускулярлық яғни кванттық тұрғыдан да түсіндіруге болады . Кванттық теорияға сәйкес жарықтың барлық бағытта бірдей таралуын статистикалық құбылыс ретінде қарастырамыз. Жарық өте көп кванттар
ағымы . Кванттардың кез-келген бағытта ұшып шығу ықтималдылығы бірдей. Сондықтан өте кіші Асо денелік бұрыштағы кванттар саны өте көп болып, олардың саны шамамен бірдей болады . Сондықтан жарықтың барлық бағыттағы интенсивтіліктері де бірдей болады.
Сонымен жарық интенсивтілігі үлкен болған жағдайда толқындық теория да, корпускулярлық теория да бірдей нәтиже береді.
Бұл теориялардың нәтижелері жарық интенсивтілігі әлсіз болған жағдайда әр-түрлі болады. Толқындық теория бойынша әлсіз жарық көзінен шығатын сәуленің амплитудасы кіші болғанымен оның интенсивтілігі барлық бағытта бірдей болады.
Квантық теорияға сәйкес әлсіз жарық көздерінен шыққан жарық кванттарының саныда аз болады. Кванттардың ұшып шығу бағыты кездейсоқ болғандықтан, қолардың саны бағытына байланысты әртүрлі мәнге ие болады. Олай болса квнттардың әртүрлі бағыттағы интенсивтіліктері де әртүрлі болады. Сонымен әлсіз жарық көздерінен шығатын кванттардың кеңістік бойлап таралуын зерттеу арқылы ,жарықтың толқын немесе кванттар ағыны ретінде таралатындығын анықтауға болады.
Осы мақсатта Боте төмендегі тәжірибені жасады. Рентген көзінен белгілі бір қашықтықта орналасқан екі Гейгер санауышын алды (1-сурет)
Гейгер санауышы оның ішінде туындаған электрондарды тіркей алады. Ондай электрондар Гейгер санауышына түскен рентген сэулелердің әсерінен туындайтын фотоэффект немесе Комптон эфект нәтижесінде пайда болады.
11-Сурет. Боте тәжірибесі.
Рентген көзінен шыққан рентген сәулелері Ғ - фольгаға түсіп, онда екінші реттік рентген сәулелеріи тудырады. Бұл екінші реттік рентген Ғ фольгада туындаған рентген сәулелері Z1 және Z2 санауыштарға түседі. Егер Ғ фольгада туындаған рентген сәулесі толқындық табиғатқа ие болса, ол жерден бірдей қашықтықта орналасқан Z1 және Z2 санауыштарға бір мезгілде жетіп барады. Егер Ғ фольгаға шыққан сәуле жеке квант түрінде таралатын болса Z1 және Z2 санауыштарға олардың түсуі әртүрлі уақытта болады. Яғни олар уақыт бойынша сәйкес келмейді.
Боте тәжірибесі санауыштардың көрсетулері уақыт бойынша бір мезетте болмайтындығын көрсетті. Санауыштағы импульстер әртүрлі уақытта және кездейсоқ туындайды екен. Демек рентген сәулесінің табиғаты кванттар ағыны. [12]
1.7. Фотондар.
Тепе - тендік күйдегі жылулық сәуле шығару спектрінде энергияның таралуын түсіндіру үшін, Планктың көрсеткендей ,жарық порциясы болған энергия түрінде шығарылады. Фотоэффекті
түсіндіру үшін жарық осындай циямен жұтылады деп болжау жеткілікті. Энштейін бұл пікірді әрі қарай дамытты. Ол жарықты дицкретті бөлшек түрінде таралады деп қарастырды. Ол бөлшектер бастапқыда кванттар деп аталады. Кейінірек ол бөлшектер фотондар деген атау алды.
Энштейіннің гипотезасының дұрыс екендігін Боте тәжірибесі дәлелдеп берді. Жұқа метал фольга Ф екі газзарядтаушы санауыш арасына орналастырылды. Фольга рентген сәулесінің әлсіз сәулелендәрәлдә. Сол сәуле әсерімен оның өзі рентген сәулесінің көзі болды. Бастапқы сәуле интенсивтілігі әлсіз болғандықтан фольгадан шығатын кванттар саны да әлсіз болады. Санауышқа рентген сәулесі түскенкезде оған тіркерген арнайы механизм, қозғалыстағы қағаз лентаға белгі түсіреді. Егер рентген сәулесі барлық бағытта бірдей таралатын болса яғни оның табиғаты толқын болса екі санауыш бір мезетте жұмысқа түсіп, лентада бір-бірімен сәйкес келетін белгі қою керек. Тәжірибе нәтижесінің көрсетуі бойынша лентадағы белгілер ретсіз орналасқан болды. Белгілердің бір-бірімен түспестен ретсіз орналасуын жарықты әртүрлі бағытта ретсіз түрде шығатын жарық бөлшектерінің ағыны деп қана түсіндіруге болады. Сонымен тәжірибе ерекше жарық бөлшегі фотондардың бар екендігін дәлелдеді. Фотон энергиясы оның жиілігімен анықталады.
Е=Һw
Толқын ұзындығына А=5000А фотон энергиясы Һw=2,5 эв,ал А=1А болса Һw=12,5 кэв.
Электромагнит толып импульсқа ие болады. Осыған орай фотон да импульсқа ие болуы керек. Фотон импульсін анықтау үшін салыстырмалылық теориясының қатынастарын қолданамыз. Бір-бірімен салыстырғанда v= жылдамдықпен қозғалыстағы К және К екі санақ жүйесін қарастырамыз . X және X осьтерін v бағытымен бағыттаймыз. Фотон осы осьтердің бағытымен қозғалыста болсын. К және К жүйелерінде фотон энергиясы һw және Һw тең. П және w жиіліетер мынадай қатынаспен байланысқан :
w=w* 1 -vос 1 -vо[2]с[2]
Демек фотон импульсін К жүйесінде р импульсін К жүйесінде р символмен белгілейміз. Симметриялық қасиетке сәйкес,фотон импульсі х осі бойымен бағытталған болу керек. Сондықтан рх=р, рх=р бір жүйесінен екінші жүйеге өту кезінде импульс пен энергия мына өрнек бойында түрленеді
Бұл қатынас тек массасы нөльге тең болған жарық жылдамдығына тең жылдамдықпен қозғалыстағы бөлшектерге ғана тән болады. Салыстырмалық теориясының жалпы қағидалары мен Е=Һw кванттық қатынастан төмендегі қағидалар туындайды.
1) Фотонның тыныштықтағы массасы нөльге тең.
2) Фотон әрқашан вакуумда с жылдамдықпен қозғалады.
w жиілікті толқын ұзындыгы X арқылы өрнектесек, фотон импульсі
үшін мынадай теңдеу аламыз.
р=Һ2PIλ=Һw (1.22)
Мұндағы R-толқындық сан. Фотон электромагнитті толқынның таралу бағытына ұшады. Сондықтан импульс бағыты р және толқындық вектор R сәйкес келеді. Нәтижесінде (10.5) өрнекті вектор түрінде жазуға болады:
р=Һк (1.23)
Жарық жұтылатын бетке нормал бағытта фотондар ағыны түссін. Егер фотондар тығыздығы n тең болса ,бірлік уақыт ішінде бірлік ауданға түсетін фотондар саны nс-га көбейтіп бірлік бетке жұтылу кезінде әрбір фотонның бетке түсіретін импульсі. р=Ес .Бұл импульсті nс-қа көбейтіп бірлік бетке бірлік уакыт ішінде түсірілген импульсті яғни қысымды анықтаймыз: Р=Ес*nс=Еn
Еn көбейтінді бірлік көлемдегі фотон энергиясына яғни
электромагниттік толқын энергнясының тығыздыгы w-ға тең. Сонымен біз мынадай өрнекке келеміз. R=w. Бұл өрнек электромагниттік теория өрнегімен сәйкес келеді. Қабырғадан шағылған фотон оған 2р импульс береді. Сондықтан шағылган кезде беттің кысымы 2w тең болады.
Егер электромагниттік өрісті фотондар ағыны ретінде қарастыратын болсақ, абсолют қара дененің сәуле шығару қабілеті мен тепе-теңдік күйдегі сәулелену тығыздығы арасындағы қатынасты анықтау жеңіл болады. Аитайық, тепе-теңдік күйдегі абсолют қара дененің бірлік көлемінде жиілігі w дап w+dw аралықта болған dn фотондар орналасқан болсын. Жиілігі сол аралықтағы энергия тығыздығы:
du=u(w,Т)dw=Һwdn (1.24)
Газ молекуласына ұқсас, фотондар барлық бағыт бойында үздіксіз болады. Бірлік уақыт аралығында бірлік бетке соқтығысатын фотондар саны сдп. Егер қабырға абсолют қара дене болса, ол барлық фотондарды жұтады. Нэтижесінде һwedn тең энергия алады. Тепе-теңдік күйде абсолют қара қабырға тура осында энергия шығарады. Сонымен:
f(w,T)dw=hwedn (1.25)
(10.7) жэне (10.8) теңдеулер қатынасынан
f=(w,T)=c4u(w,T) (1.26)
Біз қарастырған құбылыстарда жарық өзін бөлшек ретінде сипаттады. Бірақ жарықтың интерференция және дифракция кұбылыстарын түсіндіру үшін оны тек толқындық түрғыдан ғана қарастыруымыз керек. Сонымен жарыққа корпускулярлық-толқындық дуализм тән: Жарық кейбір құбылыстарда электромагниттік толқын ретінде, басқа құбыдыстарда корпускулярлық қасиетке ие болып фотондар ағыны ретінде сипатталады. Бұл корпускулярлы-толқынды дуализм тек қана жарық бөлшегіне ғана емес, сондай-ақ құраушы бөлшектерге де тән екен.
Толқындық және корпускулярлық теория арасындағы қатынасты анықтау үшін беттің жарықталуын қарастырайық. Толқындық теория, а сәйкес беттің жарықталуы жарық толқынның амплитудасының квадратына пропорционал. Ал корпускулярлық теорияға сәйкес жарықталуы фотондар ағынының тығыздығына пропорционал . Олай болса толқын амплитудасы мен ағын тығыздығының арасында тікелей байланыс болуы керек. Энергия мен импульсті тасымалдаушы фотон. Сондықтан фотон түскен жерде энергия бөлінеді. Амплитуданың квадраты фотонның сол нүктеге түсу ықтималдығын сипаттайды. Демек кеңістіктің dv көлемінде фотонның болу ықтималдығы:
Мұндағы: К-пропорционалдық коэффицент, А-жарық толқынының амплитудасы.
Жоғарыда айтылғандардан, жарық түскен беттегі фотондардың таралуы статистикалық сипатқа не болатындығын көреміз. Күнделікті өмірдегі беттің жарыпен жарыкталуының біртегіс болуы фотондар ағынының өте үлкен болуымен түсіндіріледі.
Жарық ағыны әлсіз болған жағдайда беттің әр нүктесінің жарықталуының әртүрлі болатындығы С.В.Вавилов және оның
қызметкерлері бақылыған . Қалыпты адам көзі толқын ұзындығы λ=5550 А болған жарықтың бір секундта 200 фотоны түскен кезде оны
сезе бастайды. Осындай интенсивтілігі жарық ағынын С.В.Вавилов бақылап оның анық статистикалық сппатқа ие екендігін анықтады. [13]
ІІ-тарау. Газразрядты санауыштар көмегімен
электромагииттік сәуленің кванттық табиғатын
экспериментте зерттеу.
2.1. Күшейткішті ионизациялық санауыштар.
Өрістің кернеулігі жоғарғы болған жағдайда анодқа дрейфтелуші электрондар соқтығысулар арасындағы газ молекулаларын ионизациялау үшін жеткілікті энергияға ие болуы мүмкін. Мұндай жағдай токтың және импульс амплитудасының артуына әкеп соқтырады. Бұл құбылыс-екінші реттік ионизация есебінеп электрондар санының арту газдық күшею деген атауға ие. Газдық аралықтағы вольт-амперлік сипаттамаға назар аударайық. 2.1- суретте екі түрлі бастапқы ионизацпялар үшін импульс амплитудаеының кернеуге тәуелділігі көрсетілген. 2- салада импульстар амплитудасы 10-100 есе өсетіндігі және импульс шамаларының бастапқы ионизацияға тәуелділігі тура пропорционал екендігі көрініп тұр. Бұл салада жұмыс істейтін санауыштар пропорционал санауыштар деп аталады. Кернеудің одан әрі ұлғаюы кезінде пропорционалдылық бұзылады, одан әрі импульс амплитудасы бастапқы ионизацияға тәуелді болмай қалады. Газдық күшею механизмін қарастырамыз және вольт-амперлік сипаттамаға сапалы түсініктер береміз.
... жалғасы
Сіз бұл жұмысты біздің қосымшамыз арқылы толығымен тегін көре аласыз.
Ұқсас жұмыстар
Пәндер
- Іс жүргізу
- Автоматтандыру, Техника
- Алғашқы әскери дайындық
- Астрономия
- Ауыл шаруашылығы
- Банк ісі
- Бизнесті бағалау
- Биология
- Бухгалтерлік іс
- Валеология
- Ветеринария
- География
- Геология, Геофизика, Геодезия
- Дін
- Ет, сүт, шарап өнімдері
- Жалпы тарих
- Жер кадастрі, Жылжымайтын мүлік
- Журналистика
- Информатика
- Кеден ісі
- Маркетинг
- Математика, Геометрия
- Медицина
- Мемлекеттік басқару
- Менеджмент
- Мұнай, Газ
- Мұрағат ісі
- Мәдениеттану
- ОБЖ (Основы безопасности жизнедеятельности)
- Педагогика
- Полиграфия
- Психология
- Салық
- Саясаттану
- Сақтандыру
- Сертификаттау, стандарттау
- Социология, Демография
- Спорт
- Статистика
- Тілтану, Филология
- Тарихи тұлғалар
- Тау-кен ісі
- Транспорт
- Туризм
- Физика
- Философия
- Халықаралық қатынастар
- Химия
- Экология, Қоршаған ортаны қорғау
- Экономика
- Экономикалық география
- Электротехника
- Қазақстан тарихы
- Қаржы
- Құрылыс
- Құқық, Криминалистика
- Әдебиет
- Өнер, музыка
- Өнеркәсіп, Өндіріс
Қазақ тілінде жазылған рефераттар, курстық жұмыстар, дипломдық жұмыстар бойынша біздің қор #1 болып табылады.
Ақпарат
Қосымша
Email: info@stud.kz