Е. Т. Акимбеков физика пәнінен дәрістер курсы нұр-Сұлтан 2020
жүктеу/скачать 3.65 Mb.
|
| Iқ1=еn (19.23)
мұндағы n-катодтан бірлік уақыт ішінде шыққан электрондар саны, е - электрон заряды. Бұл тәжірибеден, катод пен анод арасындағы потенциалдар айырымы U болғанда да, фототок шамасы нольге тең болмайды, себебі электрондардың бастапқы жылдамдықтарының әсерінен нольге тең емес кинетикалық энергиясы болады. Сөйтіп фотоэлектрондар электр өрісінің әсерінсіз-ақ осы энергияның арқасында анодқа жете алады. Ал фототок нольге тең болу үшін катод және анод аралығында тежеуші потенциалдар айырымын UТ туғызуымыз керек. Сонда осы кездегі фотоэлектрондардың оның тежеуші кернеуіне көбейтіндісі олардың бастапқы кинетикалық энергиясына тең болады: (19.24) мұндағы max - электронның бастапқы максимал жылдамдығы. Сол сияқты жоғарыда айтылған тәжірибеден, фотоэлектрондардың кинети-калық энергиясы мен оның бастапқы максимал жылдамдығы катодқа әсер етуші жарық сәулелерінің тербеліс жилігіне тәуелді, себебі катодтың жарықталынуына байланысты. Сыртқы фотоэффект заңдары: 1. Түскен жарықтың нақты жиілігінде катодтан бірлік уақытта ұшып шығатын фотоэлектрондардың саны жарық интенсивтігіне тура пропорционал болады. Қанығу фототогының күші катодтың энергетикалық жарықталуына пропорционал: Iқ~Еэ және n~ Еэ. 2. Фотоэлектрондардың максимал бастапқы жылдамдығы (максимал кинетикалық энергиясы) түскен электрмагниттік толқынның интенсивтігінен тәуелді емес, тек толқын жиілігімен анықталады. 3. Әр зат үшін фотоэффектінің «қызыл шекарасы» болады. Фотоэффектінің «қызыл шекарасы» – заттың химиялық табиғаты мен бетінің күйіне байланысты болатын және толқынның фотоэффект басталатын ең минимал жиілігі: , мұндағы Аш –электронның заттан шығу жұмысы. Сыртқы фотоэффект үшін Эйнштейн теңдеуі: Затқа түскен фотонның энергиясы электронның металдан шығу жұмысына және ұшып шыққан электрондардың кинетикалық энергиясына жұмсалады: (19.25) Классикалық теория бойынша шашыраған сәулелер мен түскен сәулелердің тербеліс жиіліктері бірдей болуға тиіс. Бірақ шашыраған рентген сәулелерінің спектрін зерттеуден бұл пікірдің кейбір жағдайларда орындалмайтындығы байқалады. Мысалы, атомдарының массалары аздау элемент (Li,Be,C және т.б.), сол сияқты жеңіл элементтерден құралған заттардан (графит, парафин) шашыраған қатаңдау рентген сәулелерінің құрамындағы толқынының ұзындығы бастапқы түскен сәулелердікіндей және толқын ұзындықтары одан гөрі ұзынырақ сәулелердің болатындығы анықталды. Осылайша, рентген сәулесі шашыраған кезде олардың толқындар ұзындығының өзгеруі Комптон құбылысы немесе Комптон эффектісі деп аталады. Сөйтіп жарықтың корпускулалық қасиетінің айқын болуын бірінші рет 1924 ж. американ физигі А. Комптон зерттеді. Шашыраған рентген сәулелерінің спектрінде толқын ұзындығы -ға тең бастапқы сәулемен қатар, толқын ұзындығы ’ болатын басқа сәуленің бар екендігі байқалды. Бұл толқын ұзындықтарының айырымы =’- шашыратқыш затқа және бастапқы түскен сәуленің толқынының ұзындығына тәуелді болмай, тек сәулелердің шашырау бағытына байланысты болады. Егер шашырау бұрышын десек, онда мен арасындағы байланысты былайша өрнектеуге болады: (19.26) мұндағы ’-шашыраған сәуленің толқын ұзындығы, с-Комптон анықтаған толқын ұзындығы, оның мәні с=2.4·10-12 м тең. Әрине, Комптон эффектісін классикалық электрмагниттік теория арқылы түсіндіру мүмкін емес, оны тек кванттық теория бойынша түсіндіреді. Кванттық теория тұрғысынан рентген сәулелері дегеніміз фотондардың ағыны болып табылады. Ал әрбір фотонның белгілі бір энергиясы және импульсі бар. Олай болса Комптон эффектісі фотонның импульсі мен еркін электрондардың соғылысу нәтижесі деп қарастыруға болады. Бұл соғылысу серпімді болғандықтан фотон мен электрон соғылысқанда оның энергиясы мен импульсі өзгереді, себебі электрон соғылысудың нәтижесінде импульс және кинетикалық энергия алады. Комптон өзінің тәжірибесінде пайдаланған фотондар энергиясы 17,0 кэВ рентген сәулелері болды. Міне осындай энергияның шамасы ғана электрондардың атомдармен байланысын бұза алады. Микробөлшектерді сипаттау үшін ықтималдылықты қолдану кванттық теорияның маңызды ерекшелігі болып табылады. Егер де атом ішіндегі бөлшектердің қозғалысын зерттейтін болсақ, онда осы қозғалысқа байланысты толқындық қозғалысты қарастыруымыз керек. Ол қозғалыс толқындық функциямен, яғни функциямен сипатталады. Осы функциясы кеңістіктің әрбір нүктесінде уақытқа байланысты периодты түрде өзгеріп отыруы тиіс. Егер қарастырылып отырған атом көлемінің элементі dV болса, онда 2dV көбейтіндісі электронның атом көлемінің dV элементінде болу ықтималдылығы W=(x,y,z,t)2 болып табылады. Сонда dW=2dV, мұндағы 2–ықтималдықтың тығыздығын сипаттайды. dW=2dV өрнегінің физикалық мәні болып функциясы емес, оның модулінің квадраты болып есептеледі, яғни 2=* мұндағы (*-комплексті функциясымен орайлас функция). Сөйтіп бөлшектің алынған көлем элементіндегі болу ықтималдылығы толқындық функцияның амплитудасының квадраты мен сол көлем элементінің көбейтіндісіне пропорционал. Сонда 2(x,y,z,t) шамасы бөлшектің кеңістікте болу ықтималдылығын сипаттайды. Ал белгілі бір t уақытқа сәйкес V көлемдегі бөлшекті табу ықтималдылығы (19.27) Сонымен кеңістіктің белгілі бір нүктесіндегі бөлшектің шын мәнінде болуы толқындық функцияның нормалану шартына сәйкес бірге тең болуы керек. (19.28) Кванттық механиканың негізгі теңдеуі болып толқындық функцияға арналған Шредингер ашқан ұсақ бөлшектер күйін сипаттайтын теңдеуі саналады: (19.29) мұндағы -Лаплас операторы (19.30) U-күштік өрістегі бөлшектің потенциалдық энергиясы. Функцияның дифференциалды түрдегі теңдеуі немесе стационар күй үшін Шредингер теңдеуі: +(2m/ 2)(E-U)=0 (19.31) Шредингер теңдеуін толық шешіп тек теңдеудің меншікті мәндерін ғана емес, есептің меншікті функцияларын да табуға болады. Микробөлшектер өзінің толқындық қасиеті болу себебінен классикалық бөлшектерден ерекше айырмашылығы болады. Микробөлшектердің негізгі айырмашылығы олардың траекториясы болмайды, сондықтан да бір мезгілде бөлшектің координатасы мен импульсін де дәл өлшеудің мүмкіншілігі жоқ. Олай болса, микробөлшектерді макробөлшектерге тән физикалық шамалар-мен тек жуықтап қана сипаттауға болады. Осы пікірге байланысты толқындық механикада мынандай принцип бар: электронның орнын және импульсін бір мезгілде дәл өлшеуге болмайды немесе бөлшектердің координаталарын және жылдамдықтарын бір мезгілде дәл өлшеу мүмкін емес. Мысалы, фотонның х осі бойынша координатасын өлшегендегі қателік х болып, оның жылдамдығын өлшегендегі қателік vх болса, онда осы х пен vх көбейтіндісі h=ħ/2 - тұрақтысынан, яғни Планк тұрақтысынан кем болмайды: хх (19.32) немесе xxh/2m xm xh/2 (19.33) немесе xpxh/2 (19.34) мұндағы m х=рх-импульсті өлшеудегі қателік, m-бөлшектер массасы. х координатасы үшін жазылған өрнекті басқа координаталар үшін жазатын болсақ: ypyh/2, zpzh/2 (19.35) Осы соңғы екі теңсіздік Гейзенбергтің анықталмағандық теңсіздіктері деп аталады. Сонымен қатар кванттық теорияның негізінде уақыт пен энергияның анықталмағандық қатынастары да қарастырылады, яғни Eth. Сонда белгілі бір жүйенің орташа өмір сүру уақыты болса, онда оны сипаттайтын энергияны дәл өлшеу мүмкін емес, немесе керісінше. жүктеу/скачать 3.65 Mb. Достарыңызбен бөлісу:
|