plik


ÿþwarto[ci czasu danego zjawiska, mierzone przez dwu poruszajcych 12. PROCESY ODWRACALNE I NIEODWRACALNE N drgaD o ró|nych czstotliwo[ciach. Mo|na wyró|ni N prostych si wzgldem siebie obserwatorów, s ró|ne. A wic czas biegnie Zjawiskami odwracalnymi (niezmienniczymi wzgldem inwersji czasu) drgaD nazywanych normalnymi. Drganiom normalnym odpowiadaj 1. {YROSKOPOWE MOMENTY SIA inaczej w ró|nych ukBadach inercjalnych. Fakt ten i dalsze rozwa|ania s oddziaBywania midzy atomami, molekuBami (mikroskopowe). W mo|liwe fale stojce w ukBadzie. (efekt |yroskopowy w ruchu obrotowym). Obracajce si ciaBo o pozwalaj zrozumie kinematyczne zagadnienia STW. Niech ukBadach makroskopowych procesy nieodwracalne  wyznaczaj dostatecznie du|ym momencie pdu K, na które dziaBamy par siB F, obserwatorzy O i O' obserwuj bieg promieni latarki zapalonej w kierunek biegu (strzaBk) czasu. Istot nieodwracalno[ci procesów jest wytwarzajc moment siBy M. Zgodnie z II zasad dynamiki w maBym 19. RÓWNANIE FALI, RÓ{NICZKOWE RÓWNANIE momencie czasu t1 w miejscu x1,y1,z1 w O i odpowiednich t1',x1',y1',z1' przechodzenie ukBadów do stanów o wikszym nieuporzdkowaniu. odstpie czasu dt nastpuje przyrost delta dK. Poniewa| przyrost dK FALI wedBug O'. W chwili czasu t2 czoBo fali jest powierzchni kulist, której Miar nieuporzdkowania jest liczba równoprawnych sposobów jest maBy i prostopadBy wzgldem K, to moment pdu po czasie dt Fala - przekazywanie zaburzeD z dowolnego miejsca w o[rodku dowolny punkt o wspóBrzdnych x2,y2,z2 speBnia równanie: (x2-x1)2+(y2- (stanów mikroskopowych) realizujcych ukBad  stan makroskopowy spr|ystym do ssiednich obszarów niezaburzonych. Za kierunek równy K+dK jest praktycznie co do wielko[ci taki sam jak K tylko y1)2+(z2-z1)2=c2*(t2-t1)2. To samo w O'. Tak wic odlegBo[ ukBadu. Na stan makroskopowy wpBywa stan mikroskopowy, rozchodzenia si fali i wspóBrzdn poBo|enia w o[rodku przyjto o[ X, obrócony o kt dÕ=dK/K. Oznacza to, |e o[ obrotu ciaBa wykonaBa czasoprzestrzenna "s dwu zdarzeD (wcze[niej t1,x1,y1,z1 i pózniej uto|samiany ze stanem kwantowym. Entropi definiujemy S=k*ln &! wielko[ wytrceD czstek z poBo|enia równowagi oznaczono przez ¨. obrót o kt dÕ w pBaszczyznie xy, chocia| dziaBajcy moment siBy d|y t2,x2,y2,z2) okre[la równanie: "s2=c2*(t2-t1)2-[(x2-x1)2+(y2-y1)2+(z2-z1)2]. ,gdzie k  staBa Boltzmanna, &! - liczba stanów kwantowych ukBadu KsztaBt fali w t=0 mo|na okre[li pewn funkcj f(x). Fala do obrotu osi ciaBa w pBaszczyznie yz. Prdko[ ktowa &! tego obrotu Zatem OCZ dotyczcych ruchu promienia [wietlnego jest we realizujcych okre[lony stan makro. W ukBadzie odosobnionym przemieszcza si w o[rodkach z okre[lon prdko[ci v. W dowolnym nazwanego precesj wynosi: &! = dÕ/dt=dK/(K*dt)=M*dt/(K*dt)=M/K. wszystkich ukBadach inercjalnych taka sama, równa 0. Einstein procesy d|a do osignicia stanu równowagi termodynamicznej  momencie czasu równanie fali ma posta: ¨ =f(x-v*t). Równowa|nym Ostatecznie: M=&!xK. Moment siB M równowa|y moment siB reakcji postulowaB, |e odlegBo[ czasoprzestrzenna dwu zdarzeD jest maksymalnej entropii. równaniem (opisujcym t sam fal) jest równanie: ¨ =g*[t-(x/v)], bka wystpujcy przy precesji. Ten moment siBy (-M) nazywa si pojciem wa|nym dla dowolnych zjawisk i jest ona wielko[ci gdzie g jest odwrócon funkcj f. {RYSUNEK} Fale harmoniczne momentem siB |yroskopowych. PrzykBad: bk dziecinny, stabilizacja niezmiennicz, tzn. "s2= "s 2. Jest to drugie istotne zaBo|enie w 13. ENTROPIA JAKO MIARA NIEPORZDKU mo|na zapisa równaniem ¨=A*sin[(2* /»)*(x-v*t)]=A*sin(k*x-É*t), jazdy na rowerze, stabilizatory na statkach, |yrokompasy itp. podstawach STW. Wg transformacji Galileusza niezmiennicze s Je|eli liczbe stanow kwantowych ukladu realizujacych okreslony stan gdzie k=(2* /») jest wektorem falowym (» - dBugo[ fali). Kierunek i osobno odlegBo[ci czasowe i przestrzenne, a wg STW dopiero ich makroskopowy oznaczy si przez omego to wielkosc ta moglaby by zwrot wektora falowego odpowiada kierunkowi i zwrotowi 2. ODDZIAAYWANIA POTENCJALNE kombinacja w formie odlegBo[ci czasoprzestrzennej jest miara nieuporzadkowania. W praktyce za miare nieuporzadkowania rozchodzcej si fali. W ukBadzie trójwymiarowym w miejscu kx byBoby Podstawowe oddziaBywania maj wBasno[ci: 1. SiBa oddziaBywania F niezmiennicza. przyjeto entropie S, okreslona racjonal;niej: S=k*ln(omega), gdzie k- kr, gdzie r jest wektorem poBo|enia. Natomiast É=2 v/»=2 ½=2 /T midzy dwoma ciaBami jest funkcj ich wzajemnej odlegBo[ci r, F(r)=0 staBa Boltzmana. Codzienne obserwacje dowodza ze w ukladzie (½ czstotliwo[ T okres fali), jest nazywana prdko[ci ktow fali lub gdy r= ; 2. Praca siB po drodze zamknitej wynosi 0. WBasno[ ta 7. WA{NIEJSZE ZALE{NOZCI KINEMATYCZNE odosobnionym (nie poddanym dzialania zewnetrznym) procesy czstotliwo[ci ktow. v=É/k wynika z tego, |e praca L wykonana przy przesuwaniu ciaBa od (wg STW) ukierunkowane (wyrownanie temperatury, cisnien, hamowanie RÓ{NICZKOWE RÓWNANIE FALI: dowolnego punktu 1 do dowolnego punktu 2 nie zale|y od drogi Uwzgldniajc zasad niezmienniczo[ci OCZ i prdko[ci [wiatBa predkosci na skutek sily tarcia) trwaja d czasu osiagniecia pewnego ´2¨/´x2=1/v2*´2¨/´t2 Dany zwizek opisuje dynamik ruchu falowego i przesuwania lecz od poBo|enia tych punktów. Praca wykonana przez mo|na wyprowadzi ró|ne zale|no[ci kinematyczne. Mo|na przede stanu nazywanego stanemrownowagi termodynamicznej. Mo|na wiec dlatego nazywany jest ró|niczkowym równaniem ruchu falowego. siB oddziaBywania jest wykonana kosztem energii oddziaBywania. wszystkim otrzyma wzory na transformacj L-E, a z niej wynikaj sformulowac stwierzenie, ze w ukladach odosobnionych kierunek Rozwa|ajc przykBad fali spr|ystej podBu|nej w prcie mo|emy Wynika std wniosek, |e ka|demu wzajemnemu poBo|eniu ciaB dwa wa|ne efekty-relatywistyczne zmiany czasów i odlegBo[ci. Efekt procesow jest taki ze rosnie entropia az osiagnie wartosc maksymalna zapisa dwa równania. Pierwsze to II zasada dynamiki dla pewnego odpowiada jednoznacznie okre[lona energia oddziaBywania U. relatywistycznej zmiany czasów mo|emy rozwa|y korzystajc i ten stan jest stanem rownowagi termodynamicznej. Je|eli uklad jest odcinka ´x. ÁS´x* ´2¨/´t2 = ´F - wypadkowa siBa dziaBajca na Takiego rodzaju energi nazywa si potencjaln, a samo jedynie z zasady niezmienniczo[ci OCZ. Obserwujemy dwa ukBady: suma podukladow A i B to z elementarnych prawidel kombinatoryki odcinek ´x prta { RYSUNEK } Drugie równanie to wzór na oddziaBywanie potencjalnym lub zachowawczym. Najwa|niejsze primowany O' i nieprimowany O. Obserwator w ukBadzie O obserwuje wynika, ze omega ukladu jest rowne iloczynowi omega a i omega b, oddziaBywania potencjalne to grawitacyjne i kulombowskie rozciganie ´¨ odcinka o dBugo[ci ´x pod wpBywem siBy F: zjawisko na obiekcie spoczywajcym wzgldem niego w miejscu o wiec s=s(a)+s(b), czyli entropia jest wielkoscia addytywna. Na ogol oddziaBywania od mas (Badunków) punktowych lub kulistych. SiBa wspóBrzdnej x1'. Obserwator w ukBadzie O odnotuje (z zas. interesuja na s i dyskutujemy tylko zmany entropi: deltaS=s2- ´¨/´x=F/(SE) gdzie E moduB Younga materiaBu. PrzeksztaBcajc te oddziaBywania grawitacyjnego F=-(G*M*m/r2)*r/r. r/r okre[la kierunek równania otrzymujemy równanie ró|niczkowe, którego rozwizaniem s1=k*ln(omega1/omega2).. Zasada narastania entropii w ukladzie niezmienniczo[ci OCZ !) "s2=c2*Ä2-(x2-x1)2. WspóBrzdne y,z mo|na dziaBania siBy (radialny). Znak (-) uwzgldnia energi oddziaBywania jest fala: ´2¨/´x2=Á/E*´2¨/´t2. StaBa Á/E jest odwrotno[ci kwadratu izolowanym az do osiagniecia rownowagi cieplnej, czyli stanu pomin poniewa| nie ulegaj one zmianie. Mo|emy te| zauwa|y, grawitacyjnego U(r)=-G*M*m/r. SiBa oddziaBywania elektrostatycznego prdko[ci fali. Otrzymujc równanie fali tego typu mo|emy nazwanego smiercia cieplna (poniewa| wtedy zanikaja wszelkie |e (x2-x1)/(t2-t1)=v, gdzie v jest prdko[ci obiektu wzgldem ukBadu O. F=Q*q/(4* * *r2)*r/r. Energia oddziaBywania elektrostatycznego powiedzie, |e mamy do czynienia z fal. Mo|na tak|e wyprowadzi 0 procesy makroskopowe w ukladzie) jest sprawdzona w skali ziemi. Ostatecznie otrzymujemy: Ä = Ä0/³; Ä0=t2'-t1'; Ä =t2-t1. Jest to efekt U(r)=Q*q/(4* * *r). OddziaBywania midzy czsteczkami w gazach i wzory: -prdko[ fal poprzecznych w strunie v=sqrt(T/Ä) T siBa 0 Jedna z ’! funkcji stanu termodynamicznego; miara stopnia relatywistycznego wydBu|enia czasu, Ä0 jest czasem wBasnym zjawiska cieczach, zwane siBami Van der Waalsa opisujemy tzw. potencjaBem nacigu, Ä masa jednostki dBugo[ci; prdko[ fal w gazie v=sqrt(ºp/Á) nieuporzdkowania ukBadu makroskopowego; zmiana entropii ukBadu czyli czasem notowanym w ukBadzie, wzgldem którego obiekt 6-12: U(r)=4* *[( /r)12-( /r)6]. SkBadnik przycigajcy -( ð /r)6 º=cp/cv wspóBczynnik Poissona, p ci[nienie gazu. Przy wyprowadzaniu w izotermicznym procesie odwracalnym "S = Q/T, gdzie Q  ilo[ pozostaje w spoczynku. W ukBadzie, wzgldem którego obiekt porusza przewa|ajcy na du|ych odlegBo[ciach. SkBadnik odpychajcy ( /r)12 tych wzorów przyjmuje siB, |e o[rodek jest jednorodny. si, notowany czas jest dBu|szy. Relatywistyczn zmian dBugo[ci ciepBa pobrana przez ukBad, T  temperatura bezwzgldna ukBadu (w przewa|ajcy na maBych odlegBo[ciach.OddziaBywania midzy przedyskutuj na podstawie transformacji L-E. W ukBadzie O' procesie nieodwracalnym " S > Q/T); w fizyce statyst.  miara liczby atomami w czsteczkach i krysztaBach opisujemy czsto tzw. spoczywa obiekt którego dBugo[ jest równa l0=x2'-x1'. obiekt ten W mikroskopowych stanów ukBadu izolowanego, odpowiadajcych 20. ENERGIA FALI potencjaBem Morse'a: U(r)=D*[1-exp(- *(r-a))]2. Parametr D jest porusza si wzgldem nieprimowanego z prdko[ci v. Aby zmierzy danemu stanowi makroskopowemu tego ukBadu: S = k ln W (k  staBa Z ruchem fali zwizany jest transport energii mimo, |e nie ma energi dysocjacji lub wizania. dBugo[ obiektu w tym ukBadzie potrzebujemy dwóch obserwatorów, Boltzmanna); zale|no[ midzy entropi ukBadu. transportu masy. Rozwa|my wycinek "s powierzchni czoBa fali w którzy w tym samym czasie odnotuj wspóBrzdne koDca i pocztku momencie czasu t, biegncej w kierunku x. W o[rodku po lewej 3. POLA POTENCJALNE obiektu: x1'=(x1-vt1)/³; x2`=(x2-vt2)/³; t1=t1; l0=x2'-x1'; l=x2-x1; l=l0*³. stronie czoBa fali czsteczki drgaj. {RYSUNEK} Z ruchem tym 14. ZASADA EKWIPARTYCJI ENERGII RUCHU ZaBo|enia: jedno z dwóch ciaB oddziaBywujcych jest nieruchome w dBugo[ obiektu mierzon w ukBadzie, w którym obiekt spoczywa jest zwizana jest energia drgaD E "s. Jest to energia drgaD przypadajca CIEPLNEGO pocztku ukBadu wspóBrzdnych, rozpatrujemy ciaBo drugie. dBugo[ci wBasn obiektu. Z innych zale|no[ci mo|na otrzyma wzory na jednostk objto[ci o[rodka. Miar ilo[ci energii transportowanej Równanie stanu gazu doskonaBego: (*RYSUNEK*) Je|eli przesunie si ono z punktu 1 o maBy odcinek dl na dodawanie prdko[ci: ux=(ux'+v)/(1+u x*v/c2); uy=(uy'/(1+u x*v/c2))* ³; pV=NkT=N/NA*R*T=M/Mmol*R*T=nRT, V-objto[, n-liczba moli gazu, przez fal jest nat|enie I fali, które jest stosunkiem energii "E, do poBo|enia 2, to siBa oddziaBywania (pole siB) wykona prac: uz jak uy; x-wzdBu|na, y,z-prostopadBe. Przy dodawaniu prdko[ci nie N-liczba molekuB, R=NAk, gdzie R to staBa Rydberga (staBa gazowa). przeniesionej przez powierzchni "s prostopadB do kierunku biegu dL=F*dl=Fl*dl=U(1)-U(2)=-dU, przy czym dU to ró|nica energii mo|na otrzyma prdko[ci wikszej od c. SformuBowaniu tego równania towarzyszyB rozwój kinetyczno- fali w czasie "t do tej powierzchni i czasu. Je|eli przez EÁ oznaczymy potencjalnej oddziaBywania midzy poBo|eniami ciaBa w punktach 2 i 1, molekularnej teorii gazu doskonaBego wg, której gaz jest zbiorem gsto[ energii to I= EÁv ; EÁ= ÁÉ2A2/2 Wic nat|enie fali a Fl to skBadowa siBa oddziaBywania w kierunku przesunicia dl. Wic 8. WA{NIEJSZE ZALE{NOZCI DYNAMICZNE (wg punktów materialnych-molekuB poruszajcych si chaotycznie, I=ÁvÉ2A2/2=Zu02/2, gdzie Z  oporno[ falowa o[rodka, u0  zwizek midzy Fl i energi oddziaBywania: Fl=-dU/dl. Je|eli wic zderzajcych si midzy sob i [ciankami naczynia spr|y[cie. STW) amplituda prdko[ci drgaD. Wa|n wielko[ci charakteryzujc zródBo znamy energi potencjaln oddziaBywaD U(r) w ka|dym punkcie pola Ci[nienie gazu na [cianki jest wynikiem zmiany pdu du|ej liczby Prawa kinematyki szczególnej teorii wzgldno[ci nie wystarczaj do fali jest jego moc M, czyli szybko[ emisji energii w czasie. Nat|enie to za pomoc wzorów mo|emy okre[li siB. Je|eli energia molekuB odbijajcych si od [cianki : p=2/3Ni(mv2)/2=2/3NiEk (Ni- fali w odlegBo[ci r od zródBa jest równe mocy tego zródBa do wprowadzenia praew dynamiki dla prdko[ci bliskich prdko[ci potencjalna oddziaBywania zmierza do zera, gdy ciaBa oddalaj si od gsto[ molekuB). MolekuBy poruszaj si z ró|nymi prdko[ciami [wiatBa. Nale|aBo odgadnc istotne prawidBowo[ci dynamiki. Einstein powierzchni przez któr fala przechodzi. I=M/(r2*"&!), "&! - kt siebie do nieskoDczono[ci, mo|na okre[li zwizek midzy warto[ci ,dlatego v2 trzeba zastpi warto[ci [redni v2; Ek=3/2kT ,czyli aby postulowaB ze przede wszystkim w mechanice relatywistycznej winna bryBowy. Gdy zródBo fali jest punktowe lub kuliste i emituje fal energii w dowolnym punkcie pola i siB oddziaBywania. Przy podwy|szy o jeden stopieD temperatur jednego mola gazu dalej obowizywa zasada zachowania pdu i energii. Z zasad tych i izotropowo "&! =4* . W o[rodkach rzeczywistych energia fali w przesuwaniu ciaBa od poBo|enia R do nieskoDczono[ci siBy pola doskonaBego bez zmiany objto[ci to nale|y dostarczy energi wczesiejszych poznanych rownan kinematyki mo|na wywiesc pewnym stopniu jest pochBaniana i zamieniana na ciepBo. Ubytek wykonuj prac równ warto[ci energii potencjalnej w miejscu R, czyli: 3/2kNA=3/2R (Cv=3/2R) i ta wielko[ powinna by ciepBem molowym rownania dynamiki. Dalej obowizuj zasady: zachowania pdu i nat|enia fali przy przej[ciu drogi dx wyniesie dI=-±*I*dx, po {R, } Fr(r)*dr=U(R)-U( )=U(R). Poniewa| wektor siBy mo|na przy staBej objto[ci; warunek ten jest speBniony przez gazy energii. p=m*v, m=m0/³, m0  masa ciaBa w spoczynku. Masa ciaBa zapisa jako sum skBadowych w postaci: F=Fx*i+Fy*j+Fz*k mamy: przeksztaBceniu I=I0*exp(-±*x), ± - wspóBczynnik pochBaniania fali w jednoatomowe (dwuatomowe Cv=5/2R). Te spostrze|enia to podstawy jest miar caBkowitej energii ciaBa E=m*c2 . Energia kinetyczna to F=((dU/dx)*i+(dU/dy)*j+(dU/dz)*k)=-grad U=- U. A dziaBa w iloczynie o[rodku wprost proporcjonalny do kwadratu czstotliwo[ci i ró|nica midzy energi ciaBa w ruchu a spoczynku, wic Ek = (m- sformuBowania zasady ekwipartycji energii. Traktowanie molekuB jako skalarnym *A= div A (diwergencja) lub wektorowym *A=rot A odwrotno[ci gsto[ci o[rodka. punktów materialnych jest mo|liwe tylko w przypadku molekuB m0)*c2. Wa|ne wyra|enie  czterowektor energii i pdu E2-p2*c2 (rotacja). Gsto[ linii siB jest miar warto[ci siB w danym miejscu. jednoatomowych. Jej poBo|enie okre[laj trzy niezale|ne wspóBrzdne niezmiennicze wzgldem transformacji L-E. SiBa F=dp/dt. Okazuje si, Linie siB s takimi siBami, |e wektor siBy w ka|dym punkcie pola jest 21. NAKAADANIE SI FAL i odpowiadaj im trzy niezale|ne sposoby ruchu translacyjnego zwane |e je|eli ciaBo jest w ruchu to przyspieszenie ciaBa nie jest równolegBe styczny do linii siBy przechodzcej przez dany punkt, natomiast Je|eli w o[rodku rozchodz si dwie lub wicej fal to wypadkowe stopniami swobody molekuBy. Z ka|dym z tych stopni zwizana jest do dziaBajcej naD siBy z wyjtkiem przypadków: a) F¥"v - F = a*m0/³; gsto[ linii jest proporcjonalna do warto[ci siBy. Powierzchnie energia ruchu cieplnego. Energia caBkowita E=(it/2+ir/2+iosc)kT ,(it,ir,iosc- drgania czstek o[rodka (a wic i fala wypadkowa) s sum prostopadBe do linii siB s powierzchniami ekwipotencjalnymi (tzn. b) F||v - F = a*m0/³3 Dlatego mówi si nawet o masie poprzecznej i geometryczn skBadowych fal. Zatem w ruchu falowym obowizuje stopnie swobody ruchu translacyjnego, rotacyjnego i wibracyjnego). staBego potencjaBu), poniewa| przy przesuwaniu ciaB w kierunku podBu|nej ciaBa. zasada superpozycji. Rozwa|ajc przypadek superpozycji dwu fal Ogólnie zasada ekwipartycji energii w ciele bdcym w stanie prostopadBym do siBy nie jest wykonywana praca przez siBy harmonicznych poruszajcych si w tym samym kierunku, o równowagi termodynamicznej ka|demu klasycznemu stopniowi oddziaBywaD, a wic nie zmienia si energia potencjalna 9. SIAY BEZWAADNOZCI swobody czstki odpowiada energia [rednio równa kT/2 ,T- wektorach falowych k i k+"k niewiele si od siebie ró|nicych oraz oddziaBywania. Wzrost siBy jest wic w kierunku malenia energii Rozpatrujc ruch ciaB w ukB. nieinercjalnych (tzn. poruszajcych si temperatura ciaBa; stopieD swobody nazywamy klasycznym je|eli czstotliwo[ciach É i É+"É, to w wyniku zBo|enia tych fal otrzymujemy potencjalnej. ruchem zmiennym) dochodzimy do wniosku, |e mo|emy stosowa odpowiadajcy mu ruch podlega prawom mechaniki klasycznej. wypadkow fal ¨=A*sin(k*x-É*t)+A*sin[(k+"k)*x-(É+"É)*t] = OdzdziaBywania te okresla si mianem pola siB. W przypadku zasady dynamiki Newtona dla ukB. inercjalnych pod warunkiem Atom gazu doskonaBego ma trzy stopnie swobody w przestrzeni. 2*A*cos(("k/2)*x-("É/2)*t)*sin(k*x-É*t). Wypadkowa fala ma dBugo[ i odzdziaBywaD podstawowych , do których zaliczaj si odzdziaBywania wprowadzenia dodatkowych siB tzw. siB bezwBadno[ci. <<RYSUNEK>> Czastka dwu atomowa posiada geometrie hauntli tzn. ma dwa czstotliwo[ tak sam co fale skBadowe, tylko amplituda jest grawitacyjne i elektryczne, opis polowy odzdziaBywaD jest bardzo Oi - ukB. inercjalny On - ukB. nieinercjalny. Rozpatrujc ruch ciaBa dodatkowe stopnie swobody ruchu obrotowego wokóB osi prostopad zmienna. Obwiednia amplitudy ma sama charakter fali poruszajcej konkretny. Nale|y zauwa|yc, ze w tych odzdziaBywaniach i siBa i poruszajcego si bez tarcia w ukB. On, na które nie dziaBaj siBy Bych do osi hautli i przechodzacych przez srodek. Sugeruje to za na 1 si z prdko[ci "É/"k. Prdko[ t nazywamy grupow i wyra|amy energia potencjalna czastki w polu sa wprost proporcjonalne do zewntrzne stwierdzamy, |e wedBug obserwatora w ukB. Oi ciaBo nie stopien swobody ruch postepowego lub obrotowego czastki przypada j wzorem vg=dÉ/dk. Transport energii w fali zBo|onej jest zwizany z naboju C czastki., raz jest nim masa czastki, raz ladunek elektyczny. zmienia swego ruchu i przysp. ciaBa ai=0, wedBug obserwatora w On srednio energia haotycznego rowna kT/2. Na podstawie danych prdko[ci grupow poruszania si jakby paczek falowych. Mo|na wiec zdefiniowac natezenie E i potencjaB V pola siB : porusza si ono z przysp. an=-au. Ogólnie: w ukB. nieinercjalnym doswiadczalnych sformulowano prawo wg którego cieplo molowe Natomiast prdko[ v=É/k nazywana prdko[ci fazow nie ma w E(r)=F(r)/C, V(r)=U(r)/C, E=grad V. Pole jest nie tylko pojeciem oprócz siB przyBo|onych bezpo[rednio do ciaBa o masie m dziaBa na nie metali jest w przyblizeniu takie samo i rowne 3R. Poniewa| atomy w przypadku fali zBo|onej istotnego znaczenia. {RYSUNEK} vg=v-dv/d»*» modelowym, ale realnoscia fizyczna. Masa Badunek elektryczny dodatkowa siBa (siBa bezwBadno[ci) okre[lona równaniem Fb=-m*an metalch maja 3 stopnie swobody , ale ruch jest drgajacy i nalezalo Wzór ten mo|na uzyska przeksztaBcajc wzór na prdko[ grupow. rzeczywiscie zmieniaja wokóB siebie przestrzen, wytwarzaja pole, które UkB. nieinercjalne poruszajce si ruchem prostoliniowym nie przyjac ze w przypadku drgan na 1 stopien swobody przypada energia O[rodki w których prdko[ fazowa jest dBugo[ci fali nazywane s w przypadku ruchu zmiennego naboju odrywa si i egzystuje wymagaj gBbszych wyja[nieD. <<RYSUNEK>>Rozwa|my drgan cieplnych kT. Te prawidlowosci dotyczace sredniej energii dyspersyjnymi. samodzielnie w formie promieniowania grawitacyjnego nieinercjalny ukB. On obracajcy si z prdko[ci ktow &! wzgldem stopni swobody ruchu sa nazywane zasada ekwipartycji energi. elektromagnetycznego. ukB. inercjalnego Oi. Zrodki obu ukB. pokrywaj si, a wektor prdko[ci Energia ta wynosi: E=(it/2+ir/2+iosc)kT ,(it,ir,iosc-stopnie swobody ruchu 22. PACZKA FALOWA ktowej obrotu jest zgodny z osi zi. Niech bdzie dany wektor r. translacyjnego, rotacyjnego i wibracyjnego). Ka|da fala rzeczywista w [cisBym sensie nie jest fal harmoniczn, 4. ZASADA WZGLDNOZCI GALILEUSZA Je|eli szybko[ zmian tego wektora w ukB. Oi oznaczymy przez (dr/dt)i bowiem jest skoDczona w czasie i w przestrzeni, a funkcja (ZWG) sform. w 1632 r.: obrazujc j nastpujcym przykBadem: a w On (dr/dt)n to zwizek midzy nimi jest nastpujcy 15. DRGANIA SWOBODNE TAUMIONE harmoniczna jest okre[lona dla argumentu +/-nieskoDczono[. wyobrazmy sobie , |e zamknelismy si w kajucie na statku, (dr/dt)i=(dr/dt)n+&!x r (1) Je|eli r bdzie wektorem poBo|enia ciaBa to Je|eli pod dziaBaniem siBy zewntrznej wychylenie ciaBa jest wprost {RYSUNEK} Fala skoDczona w czasie i przestrzeni to paczka falowa. pBywajcym na spokojnej wodzie. Mamy ze sob ró|ne przedmioty, (dr/dt)i=vi (prdko[ ciaBa w Oi), a (dr/dt)n=vn (prdko[ ciaBa w On) proporcjonalne do siBy mówimy o wystpowaniu wBasnej siBy spr|ystej Porusza si ona z prdko[ci grupow. Ka|da fala rzeczywista przyrzdy miernicze, rosliny, zwierztka. Wykonujc dowolne czyli vi=vn+&!x r Stosujc wzór (1) do wektora vi mamy w ukBadzie F=-kr. CiaBo pod jej dziaBaniem drga harmonicznie bdca paczk falow jest superpozycj fal harmonicznych, mo|na to do[wiadczenia, z ich obserwacji i pomiarów, a tak|e z zachowania si (dvi/dt)i=(dvi/dt)n+&!x vr =(dvn/dt)n+&! x vn+&! x (vn+&! x r) ale É0=sqrt(k/M). Takie drgania s nazywane swobodnymi (wBasnymi) zapisa zale|no[ciami: ¨t(x)=+" {0,") c(k)*sin[k*x+Õ(k)]dk lub ¨x(x)=+" roslin i zyjatek nie wnioskujemy , czy statek stoi na wodzie czy (dvi/dt)i=ai i (dvn/dt)n=an czyli ai=an+2*&!x vn+&! x (&! x r) gdzie ai i an nietBumionymi. Uwzgldniajc tarcie T=-fv, gdzie f  wspóBczynnik spokojnie pBynie. Wyrazajac to naukowym jezykiem: we wszystkich {0,") c(É)*sin[É*t+Õ(É)]dÉ, gdzie c(k), c(É) gsto[ci widmowe s przyspieszeniami ciaBa w Oi i On. Korzystajc z zale|no[ci ai=an+au tarcia. Z II zasady dynamiki M*d2x/dt2 = -kx  f*dx/dt; Ró|niczkowe ukB. odniesienia poruszajcych si wzgldem siebie ruchem jednost. amplitud, a Õ przesunicie fazowe poszczególnych fal. Widma fal mo|emy wyznaczy przyspieszenie ukB. On au=2*&! x v+&! x (&! x r) równanie drgaD tBumionych swobodnych d2x/dt2 + “*dx/dt + É02x = 0, nazwanych ukBadami inercjalnymi zjawiska przyrodnicze przebiegaj harmonicznych skBadajcych si na paczk falow s bardzo ró|ne w Std wzór na siB bezwBadno[ci w ukB. obracajcym si Fb=-m*au=- gdzie “=f/M  staBa tBumienia. Zale|no[ poBo|enia ciaBa x od czasu t: tak samo. Poniewa| zjawiska fiz. opisuje fizyka za pomoc zale|no[ci od ksztaBtu paczki falowej. W przypadku danej fali (z (2m*&! x v+m*&! x (&! x r) Pierwszy skBadnik nazywany jest siB x=A*e-(“/2)*t sin(É1*t+Õ), gdzie É1= É02-(“/2)2. A i Õ s staBymi okre[lonych praw, musz one mie tak posta, aby przy przej[ciu z RYSUNEK) mo|emy mówi o [redniej dBugo[ci fali »0 lub okresie T0, Coriolisa, drugi siB od[rodkow. brzegowymi. Dla du|ego tBumienia mamy do czynienia z ruchem jednego inerc. ukB. odnies. do drugiego miaBy tak sam posta. czy czstotliwo[ci É0, ale w takim sensie, |e fala ta jest superpozycj SIAA BEZWAADNOZCI, siBa pozorna, siBa wystpujca WBasno[ t nazywamy zasad niezmienniczo[ci praw fizyki aperiodycznym  ciaBo powoli wraca do poBo|enia równowagi. “/2 = É0 fal harmonicznych o wektorach falowych z zakresu "k, lub wzgldem dowolnego ukBadu inerc. odniesienia (np. z obserwacji w nieinercjalnym ’! ukBadzie odniesienia, nie zwizana to tBumienie krytyczne (bez drgaD). Energia drgaD E = 1/2k*A2 = czstotliwo[ciach z zakresu "É. Czyli |e na te fale skBada si pewne jakichkolwiek zjawisk i do[w. prowadzonych w kajucie nie mo|na z oddziaBywaniem |adnych konkretnych ciaB; przykBadami siB 1/2M*É02*A2; E = E0*e-“/t ; E0=k*A2/2= M*É02*A2/2, gdzie A  widmo fal harmonicznych. Wielko[ci "k i "É charakteryzuj szeroko[ wysnu wniosku co do spoczynku lub ruchu jednost. statku). Przy bezwBadno[ci s: ’! siBa Coriolisa i ’! siBa od[rodkowa. Równanie amplituda. Czas, w którym energia drgaD zmaleje e razy nazywany widma. {RYSUNEK} DBugo[ fali jest tym dokBadniej okre[lona, im konkretnym przeksztaBceniu okre[lanego prawa fizycznego z jednego ruchu punktu materialnego w nieinercjalnym ukBadzie odniesienia pod jest [rednim czasem |ycia, staB czasow lub czasem relaksacji wicej dBugo[ci fal mie[ci si w paczce. Ilo[ciowo mo|emy zapisa to inercjalnego ukBadu odniesienia do drugiego nieodzowne jest wpBywem wypadkowej siB rzeczywistych i siB bezwBadno[ci ma tak Ä=1/“ . Wzgldna szybko[ strat energii staBa dE/dt=E/Ä. tak: "»/»0=»0/"x czyli "»/»02 "x =1. Uwzgldniajc , |e w sensie posBugiwanie si grup zale|no[ci midzy czasem i wspóBrzdnymi w sam posta, jak równanie ruchu tego punktu w ukBadzie inercjalnym WspóBczynnik dobroci Q=2 *(energia ukBadu / energia tracona w 1 rachunku ró|niczkowego "»/»02=|"(1/»0)|, a "(2* /»0)="k mamy obu ukBadach, zwanych transformacj. Rozwa|am dwa inercjalne pod wpBywem siB rzeczywistych; siB bezwBadno[ci dziaBajc na punkt okresie) = 2 *E/(E*T/Ä) =É1*Ä H"É0*Ä. "k"x=2* . Podobnie otrzymujemy "É"t=2*  oraz "½"t=1. Zwizki te prostoktne ukBady odniesienia x,y,z i x',y',z' takie, |e ukBad materialny mo|na wyrazi wzorem: Fb =  m(au + ac), gdzie m  masa maj charakter orientacyjny i poprawnie nale|aBoby zapisa primowany porusza si w kierunku dodatnich x wzgldem ukBadu punktu materialnego, a u  przyspieszenie unoszenia, a c  16. DRGANIA WYMUSZONE TAUMIONE "k"x>=2*  i "É"t>=2*  nieprimowanego i odpowiednie osie s do siebie równolegBe. przyspieszenie Coriolisa. Tak|e wielko[ wektorowa liczbowo równa Je|eli w ukBadzie drgajcym dziaBa zewntrzna siBa harmoniczna (*RYSUNEK*) ZaBo|enia: czas zaczto mierzy w obu ukBadach od iloczynowi masy m punktu materialnego i warto[ci bezwzgldnej F0*sin(Ét) mamy d2x/dt2 + “*dx/dt + É02x = F0/M*sin(Ét). W 23. ANALIZA FOURIEROWSKA FAL momentu, gdy pocztki ukBadów O i O' mijaBy si i czasy oraz przyspieszenia | a|, skierowana przeciwnie do przyspieszenia; rozwizaniu wystpuje skBadnik stacjonarny opisujcy drgania Je[li mamy dowoln funkcj (fal) okre[lon w czasie, to mo|na j odlegBo[ci mierzy si w obu ukBadach identycznymi miarami. Wtedy wystpuje w zasadzie ’! d'Alemberta. harmoniczne wymuszone x = x0*sin(Ét+Õ), przy czym x0 = F0/M/ dowolne zdarzenie zanotowane przez obserwatora w ukBadzie O jako wyrazi jako sum nieskoDczonego szeregu funkcji (fal) sqrt((É02-É2)2+“2 *É2) oraz tgÕ = “*É/(É2-É02). Amplituda drgaD zaistniaBe w momencie czasu t i miejscu x,y,z zostanie zanotowane harmonicznych o czstotliwo[ciach bdcych wielokrotno[ciami 10. MASA BEZWAADNA I GRAWITACJA wymuszonych x0 zale|y od É wedBug zale|no[ci rezonansowej. Przy przez obserwatora w ukBadzie O' jako zaistniaBe w momencie czasu i (harmonicznymi) czstotliwo[ci podstawowej ¨(t)=£{n=1,"} Wprowadzone przez Newtona w zasadach dynamiki pojcie masy jest czstotliwo[ci rezonansowej Érez=sqrt(É02-“2/2) amplituda drgaD we wspóBrzdnych: t'=t; x'=x-vt; y'=y; z'=z. Jest to tzw. transformacja An*sin(n*É1t)+ £{n=1,"} Bn*cos(n*É1t) gdzie É1=(2* )/T1 oraz miar bezwBadno[ci ciaBa. Newton odkryB równie| drug wBasno[ ciaB Galileusza (przykBad: niezmienniczo[ wzgldem transformacji xrez=F0/(M*É0*“). Wtedy te| praca i moc dostarczne do ukBadu s An=(2/T1)*+" {t0, t0+T1} ¨(t)sin(n*É1t) dt; Bn=(2/T1)*+" {t0, t0+T1} - wzajemne dziaBanie na siebie siBami grawitacyjnymi. Przez analogi Galileusza prawa zachowania pdu 2 zderzajcych si ciaB o masach najwiksze. Zrednia moc w jednym okresie drgaD P=1/T*+" {0,T} ¨(t)cos(n*É1t) dt , gdzie t0 jest dowolnym momentem czasu. Je|eli do odziaBywaD elektrycznych nale|aBoby mówi o Badunkach m1 i m2, poruszajcych si wzdBu| osi x. W ukBadzie O mamy F*dx/dt*dt = F0/T*É*x0*+" {0,T} sin(Ét)*cos(Ét+Õ)*dt = ½ * okres czasu powtarzania T1 bdzie si zwiksza do ", otrzymamy grawitacyjnych ciaB. Chocia| do[wiadczenie wskazuje, |e miar m1*v1p+m2*v2p=m1*v1k+m2*v2k, gdzie p i k-stany przed i po zderzeniu, F02/(M*“)*“2É2/((É02-É2)2+“2 *É2). Gdy “ << É0 to PrezH"F02/(2M*“). przebieg odpowiadajcy paczce falowej. Wtedy odlegBo[ na skali Badunku grawitacyjnego ciaBa mo|e by jego masa to bezwBadno[ gdzie v  prdko[ w kierunku osi x. Poniewa| przy przej[ciu do Energia drgaD E=1/2 *M*É2 x02 = ½ F02/(M*“2)*“2É2/((É02-É2)2+“2 *É2). czstotliwo[ci midzy kolejnymi skBadnikami sumy szeregów maleje ciaBa i zjawisko grawitacji s zupeBnie ró|nymi wBasno[ciami. W ukBadu primowanego wystpi z obu stron równania dodatkowa Gdy “ << É0 to ErezH"F02/(2M*“2). Przy czstotliwo[ciach bliskich do zera i sum t nale|y zastpi caBk. Mamy wtedy: ¨(t)=+" {0, "} zwizku z tym wyró|niono pojcie masy bezwBadnej i masy prdko[ ukBadu zachodzi równowa|no[c prawa zachowania pdu w rezonansu (É0+É) H" 2É. Wtedy “2É2/((É02-É2)2+“2 *É2) H" (“/2)2/((É0- [a(É)*sin(Ét)+b(É)*cos(Ét)]dÉ, przy czym a(É)=(1/ )* +" { -", "} grawitacyjnej oraz zaczto podejmowa próby wyznaczenia ukBadach O i O'). Niezmiennicze wzgldem transformacji Galileusza ewentualnej ró|nicy lub to|samo[ci tych wielko[ci (poprzez wykrycie É)+ (“/2)2). PrzedziaB czstotolwo[ci ktowych, w którch moc i energia ¨(t)*sin(Ét)dt; b(É)=(1/ )* +" { -", "} ¨(t)*cos(Ét)dt. Powy|szy wzór s te| niektóre wielko[ci dotyczce zjawisk lub zdarzeD np. siBa, ró|nic w ruchu ciaB wykonanych z ró|nych substancji pod dziaBaniem w ukBadzie malej do poBowy warto[ci w rezonansie jest nazywany mo|na te| zapisa ¨(t)= +" {0, "} c(É)*sin[Ét+Õ(É)]dÉ, gdzie temperatura, zmiana energii itp. a tak|e odstp czasu "t midzy grawitacji Ziemi). SiBa grawitacji Fg jest proporcjonalna do masy szeroko[ci rezonansu "É = “. c(É)=sqrt(a2(É)+b2(É)) oraz Õ(É)=arctg [c(É)/b(É)]. CaBkowita energia dwoma zdarzeniami oraz kwadrat odlegBo[ci przestrzennej: "R2=(x2- grawitacyjnej mg ciaBa. Fg=G*(M*mg)/r2 G - staBa grawitacji M - masa fali jest wprost proporcjonalna do caBki +" { -", "} ¨2(t)dt. SpeBniony x1)2+(y2-y1)2+(z2-z1)2="R 2 Ziemi r - odlegBo[ ciaBa od [rodka Ziemi. Z drugiej zasady dynalmiki 17. REZONATORY jest zwizek +" { -", "} ¨2(t)dt =(1/ )* +" { 0, "}c2(É)dÉ mamy a=Fg/mb=(G*M)/r2*mg/mb czyli, |e przyspiesznie ciaBa zale|y od UkBady drgajce wykorzystywane do generacji drgaD nazywa si odzwierciedlajcy fakt, |e caBkowita energia paczki falowej jest 5. TRANSFORMACJA LORENTZA-EINSTEINA stosunku masy bezwBadnej i grawitacyjnej. rezonatorami. Najcz[ciej s nimi ukBady o staBych rozBo|onych (w sum energii fal, harmonicznych skBadajcych si na t paczk. Lorentz w 1899 roku sformuBowaB zupeBnie formalnie transformacj, których ka|dy element reprezentuje sob bezwBadno[, tarcie i Ka|da fala harmoniczna jest drganiem, którego energia jest wprost wzgBedem której prawa elektromagnetyzmu byByby niezmiennicze. 11. KONSEKWENCJE RÓWNOWA{NOZCI MASY spr|ysto[). Rezonator jest istotn cz[ci ka|dego generatora proporcjonalna do kwadratu widmowej gsto[ci amplitudy c(É). ³=sqrt(1-(v/c)2); t'=(t-v*x/c2)/³; x'=(x-v*t)/³; y'=y; z'=z; odwrotna: BEZWAADNEJ I GRAWITACYJNEJ drgaD. Ch-ka rezonatora jest rozumiana jako zale|no[ stosunku t=(t'+v*x'/c2)/ ³; x=(x'+v*t')/ ³; y=y'; z=z'. Wnioski wynikajce z reakcji rezonatora do pobudzenia w funkcji czstotliwo[ci sygnaBu Do[wiadczenia wykazaBy równowa|no[ masy grawitacyjnej i 24. INTERFERENCJA FAL OD yRÓDEA transformacji L-E wykraczaBy poza pojcia mechaniki klasycznej. W bezwBadnej (co staBo si punktem wyj[cia ogólnej teorii wzgldno[ci pobudzajcego. Rzeczywiste ch-ki rezonatorów to krzywe PUNKTOWYCH roku 1905 Albert Einstein sformuBowaB szczególn teori wzgldno[ci rezonansowe Lorentza. Klas generatora wyznacza wzgldny bBd Eisteina). Je|eli masa grawitacyjna i bezwBadna s tym samym to Siatka interferencyjna - n zródeB punktowych uBo|onych w (STW). GBównym jej zaBo|eniem zasada wzgldno[ci Galileusza oznacza, |e obserwator w zamknitej kabinie |adnymi czstotliwo[ci "É0/É0=“/É0=1/(Ä É0)=1/Q. równomiernych odlegBo[ciach d w linii prostej {RYSUNEK} rozcignita na zjawisko ruchu promienia [wietlnego w pró|ni: we eksperymentami fizycznymi nie mo|e ustali czy ci|ko[ ciaB w Maksymalne wzmocnienie zajdzie w tych kierunkach, dla których wszystkich ukBadach inercjalnych prdko[ [wiatBa w pró|ni jest ta kabinie pochodzi od pola grawitacyjnego du|ej masy czy te| od siBy 18. DRGANIA SPRZ{ONE, DRGANIA NORMALNE ró|nica dróg falowych midzy dwoma zródBami jest wielokrotno[ci ». sama. Je|eli dwaj obserwatorzy poruszajcy si wzgldem siebie bezwBadno[ci spowodowanej ruchem przyspieszonym kabiny. Fakt Rozwa|amy dwa identyczne ukBady drgajce  wahadBa sprz|one Dlatego musi by speBniony warunek d*sin(Õ)=n*». Rozwa|ajc obserwuj ruch tego samego promienia i obaj stwierdzaj, |e biegnie ten nazywamy lokaln równowa|no[ci siB grawitacji i bezwBadno[ci. oddziaBywaniem spr|ystym. Czstotliwo[ drgaD bez sprz|enia interferencj dla innych któw zakBada si, |e Õ <<1 rad a ró|nica on z t sam prdko[ci, to kinematyka opisujca zwizki midzy Dopiero badanie tych siB w du|ym obszarze pozwoliBoby ustali ich É0=sqrt(g/l), &!=sqrt(k/M)  czstotliwo[ drgaD pod dziaBaniem siBy dróg midzy kolejnymi zródBami ´ oraz ró|nica dróg fal " midzy czasem i przestrzeni w ruchu ciaB musi by inna od poznanej w charakter poprzez okre[lenie charakterystyki przestrzennej (ró|nej w spr|ystej elementu sprzgajcego. ¨1, ¨2  wychylenia mas z skrajnymi zródBami ´=d* Õ, "=(N-1)*d*Õ. Ró|nice faz kolejnych zródeB ramach mechaniki klasycznej. przypadku pola grawitacyjnego i nieinercjalnego ukB. odniesienia). W poBo|enia równowagi. Równania ruchu d2¨1/dt2 = -É02*¨1 + &!2*( ¨1 - w stosunku do zródBa pierwszego mo|emy przedstawi na wykresie ukBadzie swobodnie spadajcym znosz si siBy bezwBadno[ci i ¨2), d2¨2/dt2 = -É02*¨2 + &!2*( ¨2 - ¨1). Pierwsze wyrazy po prawej koBowym {RYSUNEK} ´±=2 *d*´Õ/»=2 /N Warto[ kta ´Õ, przy grawitacji. Ruch ciaB speBnia I zasad dynamiki jest to ukBad 6. CZASOPRZESTRZENNA ODLEGAOZ ZDARZEC stronie równania s quasi-spr|ystymi siBami (po podzieleniu przez którym nastpuje pierwsze zupeBne wygaszenie ´Õ =»/(N*d). inercjalny. Konsekwencj tego jest  spadek promienia [wiatBa w polu PrzykBad: obserwator znajdujcy si w [rodku jadcego wagonu (ukB. M), drugie wyrazy s siBami spr|yny. Równania nieuwikBane d2¨™/dt2 Nastpne wygaszenia nastpuj dla któw Õ równych 2´Õ 3´Õ .. a| grawitacyjnym. Poniewa| promieD [wiatBa biegnie po najkrótszej O') zapala latark i obserwuje bieg promienia w kierunku jazdy i = -É02*¨I , gdzie ¨™=¨1+¨2; d2¨™™/dt2 = -(É02+&!2)*¨II , gdzie ¨™™=¨2- dla kta Õ1=N ´Õ bdziemy mie pierwsze maksimum interferencyjne. drodze mo|na mówi o zakrzywieniu przestrzeni w polu przeciwnym. Stwierdzi on, |e promienie równocze[nie dotr do [cian ¨1; rozwizania ¨™ = AI*sin(ÉIt+ÕI); ¨™™ = AII*sin(ÉIIt+ÕII); ÉI = É0; ÉII = grawitacyjnym. Promieniowi [wietlnemu (fotonowi) mo|na przypisa Wzór dla charakterystyki kierunkowej ma posta wagonu. Wg obserwatora w ukBadzie O promienie poruszaj si z sqrt(É02 + &!2) s drganiami prostymi, nazywanymi drganiami mas mf =h*½/c2 . Je[li tak to, gdy spada w polu grawitacyjnym I/Imax=sin2(N*x)/(N2*x2). x= *d*sin(Õ/») {RYSUNEK} W Przypadku jednakow prdko[ci w obie strony, ale przednia [ciana ucieka, normalnymi. Drgania pojedynczych wahadeB równe ¨1 =(¨I+¨II)/2, ¨2 zBo|enia bez interferencji wypadkowe nat|enie jest równe N*I0. W zmienia si jego energia kinetyczna kosztem potencjalnej, a zarazem podczas gdy tylna porusza si naprzeciw promieniowi. Dlatego do =(¨I -¨II)/2 s drganiami zBo|onymi z drgaD prostych o ró|nych przypadku interferencji wypadkowa amplituda jest sum amplitud i jest tylnej [ciany promieD dotrze wcze[niej. Zdarzenia jednoczesne dla czstotliwo[ "½/½ = g*l/c2. Taka te| jest wzgldna zmiana czstotliwo[ciach. Je|eli amplitudy AI i AII s równe drgania s wprost proporcjonalna do iloczynu N*sqrt(I0), natomiast wypadkowe jednego obserwatora nie s jednoczesne dla drugiego. Poniewa| mierzonego czasu i mo|na mówi o zakrzywieniu czasoprzestrzeni. dudnieniami. Ogólnie w przypadku sprz|enia N jednakowych nat|enie jest fali jest równe N2*I0. pomiar czasy jest [ci[le zwizany z pojciem jednoczesno[ci, elementów drgajcych drgania pojedynczego elementu s zBo|eniem 1 25. ZASADA HUYGHENSA dozwolone czsto[ci drgaD rezonatora tworz dyskretny cig 41. DIPOL MAGNETYCZNY W POLU momencie czasu t, s determinowane przez siBy SEM w momencie Zas. Ka|dy punkt, do którego dojdzie front fali mo|na traktowa jako ½n=v/»n=(n*v)/(2*L) lub ½n =(v*(n+1/2))/(2*L). W ogólnym przypadku MAGNETYCZNYM czasu t-r/c. W przypadku siBy SEM harmonicznej, zasilajcej obwód punktowe zródBo nowej fali, wypadkowy front fali w chwil pózniej rezonator jest obiektem trójwymiarowym i taki sam charakter maj fale W polu magnetycznym dziaBa na dipol moment siBy M=pmxB oraz stanowicy dBug linie, powstaje wzdBu| linii fala napicia i prdu. Prd pBynie tak|e, gdy obwód jest rozwarty na koDcu. Wtedy, gdy dBugo[ mo|na uwa|a wynik naBo|enia (interferencji fal od owych zródeB. Tak stojce. dipol na energi potencjaln U=-pm*B. Dipolem magnetycznym jest wic ów otwór nale|y traktowa jako pBaskie koBowe zródBo fali. Fala tak|e Badunek q kr|cy po orbicie koBowej. Wtedy I=q*½, gdzie ½- obwodu jest dopasowana do dBugo[ci fali, po odbiciu fali napicia i rozchodzca si za otworem jest okre[lona charakterystyk prdu na rozwartym koDcu powstaj fale stojce. Je|eli obwód zasila czstotliwo[ kr|enia. pm=(q/2m)*K, K-krt, q/2m-staBa 32. NAT{ENIE, INDUKCJA I POTENCJAA POLA kierunkow : {RYSUNEK} Zjawisko to nazywamy ugiciem (dyfrakcj) zródBo zmienne o nat|eniu Iosin(Ét), dopasowanym tak, |e dBugo[ ELEKTRYCZNEGO |yromagnetyczna czstki. Krt orbitalny elektronu Kl=h/2 *sqrt(l(l+1)) fali. {RYSUNEK} Pewne szczegóBy ugitej fali pokazane s na rys 2 ramienia l jest równa 1/4 dB. fali zwizanej z czstotliwo[ci É, to w l=1,2,3...  orbitalana liczba kwantowa. Wic moment orbitalny te| jest Na umieszczony w polu elektrycznym Badunek q dziaBa siBa F. T Podobnie ma si rzecz z otworami o innych ksztaBtach. Gdyby na obwodzie powstaje stojca fala prdu. Prd jest w takim obwodzie wBasno[ pola opisuje wektor nat|enia pola elektr. zdefiniowany skwantowany. Krt wBasny (spinowy) Ks=h/2 *sqrt(s(s+1)) s=1/2 (dla drodze pBaskiej fali ustawi przesBon w ksztaBcie kr|ka o [rednicy D równowa|ny drganiom dipola o warto[ci : pe=qef*»/4 gdzie nastpujco E=F/q. Inn wielko[ci opisujc pole elektryczne jest elektronów, protonów i neutronów)  spinowa liczba kwantowa. to fala te| si ugnie. KsztaBt ugitej fali winien by taki, |e zBo|ona z qef=+"{0,T/2}(Io*sin(Ét))dt=2Io/É. Taki obwód emituje fale Czstki maj te| wBasny (spinowy) moment magnetyczny. Naturalna potencjaB. Ró|nic potencjaBów elektr. okre[lamy jako VA-VB = WAB/q fal ugit na otworze winna tworzy fal jakby |adnej przeszkody nie elektromagnetyczn (jak dla dipola). Moc emitowanej fali : atomowa jednostka momentu magnetycznego gdzie WAB-praca wykonana przy przesuniciu Badunku q z punktu A do byBo , czyli fal pBask. Musi to by zBo|enie z uwzgldnieniem faz, P=À*Io2/(12À*µo*c) Jest to antena nadawcza zwana dipolem. B. Zazwyczaj jako punkt A przyjmowany jest pkt. w nieskoDczono[ci i µB=(e/2m)*h/2 =0.9*10-23 A*m2 - magneton Bohra. Wypadkowy krt wic fale ugite na dopeBniajcych si przeszkodach s jakby falami potencjaB w tym punkcie VA przyjmowany jest za równy zeru. Pozwala K elektronu, równy sumie pdu orbitalnego i spinowego, te| jest dopeBniejajcymi si. Za pomoc zasady Huyghensa mo|na Batwo to na okre[lenie potencjaBu elektr. w konkretnym punkcie. V=W/q kwantowany. Je[li j-liczba kwantowa to K=h/2 *sqrt(j(j+1)). W 48. ANTENY DIPOLOWE ELEKTRYCZNE I przewidywa ksztaBt fali i jej rozchodzenie si. PrzykBadem mog by gdzie W-praca wykonana aby przenie[ Badunek q z nieskoDczono[ci molekuBach i krysztaBach atomy wi| si elektronami walencyjnymi MAGNETYCZNE konstrukcje geometryczne wyja[niajce zasady odbicia i zaBamania. do danego punktu. Podstawiajc WAB=+"{A,B}Fdl=- +"{A,B}qEdl czyli na ogóB w ten sposób, |e momenty spinowe i orbitalne znosz si. Antena dipolowa elektryczna - patrz koDcówka p. 57. Typow odmian VA=- +"{",A} Edl. Indukcja pola elektr. Zjawiskiem indukcji elektrostat. anteny nadawczej typu dipol jest stosowanie tylko jednego ramienia w 26. UGICIE FALI NA OBIEKTACH ROZCIGAYCH nazywamy zjawisko rozdziaBu Badunków elektrycznych w postaci masztu. Powierzchnia ziemi jest dla pola 42. ZJAWISKA I PRAWA INDUKCJI. I RÓWNANIE Ugicie fali  zmiana kierunku rozchodzenia i zmiany ksztaBtu przewodnikach. Indukcyjne warto[ci pola elektr. opisuje wektor elektromagnetycznego pow. ekwipotencjaln, wic linie pola anteny MAXWELLA powierzchni równej fazy na skutek przesBon i przegród na drodze fali. indukcji D pola elektr. Definicja tego wektora wi|e si z wielko[ci ukBadaj si tak jakby pow. ziemi byBa zwierciadBem, pod którym jest Gdy zmienia si strumieD indukcji ÆB przenikajcy powierzchni Szczelin lub rozcigBe zródBo o szeroko[ci D mo|na traktowa jako indukowanego Badunku Dn="qind/"S=Ãind , gdzie Dn-skBadowa odbicie anteny tworzcej pozorny obraz brakujcej cz[ci obwodu. ograniczon konturem zamknitego, jednozwojowego obwodu graniczny przypadek siatki interferencyjnej, w której N ", d 0 w Fal elektromagnetyczn emituje te| drgajcy dipol magnetyczny. normalna wektora indukcji do pBytki o powierzchni "S na której elektrycznego w obwodzie tym indukuje si siBa elektromotoryczna taki sposób, |e (N-1)*d=D. Mo|na twierdzi, |e w kierunku Õ=0 Wzór na nat|enie pola magnetycznego takiej fali jest: indukuje si Badunek "qind , Ãind -gsto[ powierzchniowa Badunku na µind=-dÆB/dt. Znak minus  reguBa Lenza. W obwodzie elektrycznym wystpuj maksymalne wzmocnienia, a dla kta ´Õ=»/D pierwsze E0=(pm*É2*sin¸)/(4*À*c2*r). Moc takiego zródBa w wersji technicznej pow. "S Chocia| wektory E i D s zdefiniowane niezale|nie od siebie indukuje si pole elektryczne. Iloczyn nat|enia tego pola na maBym peBne wygaszenie. Kolejnych wygaszeD mo|na spodziewa dla (ptla o powierzchni S zasilana prdem zmiennym o nat|eniu I0) to do[wiadczalnie okre[lono zwizek midzy; w pró|ni D=µ0*E. odcinku drogi dl obwodu razy jego dBugo[ jest cz[ci siBy wielokrotno[ci ´Õ, gdy ró|nica dróg fal od skrajów zródBa jest wynosi: P=Io2*É4*S2/(12À*µo*c5). Gdy promieD r ptli jest taki, |e elektromotorycznej indukujcej si na tym odcinku, a peBna warto[ wielokrotno[ci ». Wa|nym przypadkiem jest otwór koBowy (lub zródBo »=2À*r, wzór upraszcza si do wzoru P=À*Io2/(12À*µo*c). wynosi µind=o+"l µl*dl  caBkowanie po caBym zamknitym obwodzie. 33. PRAWO GAUSSA I JEGO ZASTOSOWANIE pBaskie koBowe). Przebieg ch-ki kierunkowej jest podobny do szczeliny, Istota zjawiska indukcji elektromagnetycznej polega na tym, |e Je|eli dowolny Badunek Q zamknity wewntrz przewodzcej chocia| opisywany funkcj Bessela. Kt ´Õ ma teraz inn warto[ zawsze wokóB zmieniajcego si w czasie strumienia indukuje si 49. SPÓJNE I NIESPÓJNE yRÓDAA ZWIATAA powierzchni dowolnego ksztaBtu to caBkowity Badunek zaindukowany ´Õ=1.22*»/D. Metoda Fresnela analizy ugicia. Analizuje si wirowe pole elektryczne. Ilo[ciowo zwizek midzy nimi okre[la I ZwiatBo emitowane jest przez pojedyDcze wzbudzone atomy przez pole elktr. (wytworzone przez Q) na zewntrz tej powierzchni bezpo[rednio interferencj w wybranym punkcie. Powierzchni czoBa równanie Maxwella mówice, |e caBka po dowolnym zamknitym przechodzce do stanów podstawowych. Przej[cia te s niezale|ne jest równy Badunkowi Q. Poniewa| zaindukowany Badunek qind jest fali dzieli si na strefy i w danym punkcie skBada si amplitudy od konturze l iloczynu skBadowej nat|nia pola elektrycznego stycznej od siebie, wic [wiatBo emitowane przez ró|ne atomy jest wzgl. siebie równy sumie Badunków "qind zaindukowanych na maBych kawaBkach poszczegolnych stref. SkBadane amplitudy tworz spiral Cornu. "S caBej powierzchni a z kolei "qind=Dn*"S mo|emy zapisa qind=+"+"S do konturu razy maBy element tego konturu jest równa ujemnej niespójne. Wzbudzone atomy sasiadujce ze sob maj warunki Analizujc fal pBask, mo|na na jej powierzchni wyznaczy koliste warto[ci szybko[ci zmian strumienia wektora indukcji pola synchronizacji emisji, ale skuteczno[ tej synchr. maleje wraz ze DndS =Q. Wezmy przykBadowo Badunek punktowy Q. Wytwarza on strefy Fresnela ró|nice si o »/2 odlegBo[ci od [rodka. magnetycznego przechodzcego przez powierzchni ograniczon tym wzrostem odlegBo[ci pomidzy nimi. Spójne s zródBa o rozmiarach pole kulisto-symetryczne. Je|eli wic jako powierzchni Gaussa S PrzesBaniajc tylko parzyste lub nieparzyste pier[cienie otrzymujemy konturem: o+"lEl*dl = dÆB/dt = -S +"+"l ´Bn/´t*dS. Bn jest skBadow porównywalnych, ale mniejszych od dBugo[ci fali [wietlnej . Naturalne wezmiemy powierzchnie kulist o promieniu r ze [rodkiem w [rodku soczew Fresnela. normaln do dS. Inaczej rotB= -´B/´t. Zjawisko indukcji wystpuje spójne zródBa [wiatBa maj rozmiary ok. 1µm. Niezale|nie od Badunku to skBadowa Dn=D i jest staBa na caBej powierzchni, czyli z te| w czsie ruchu wzgldem pola mag. rozmiarów D |ródBa i jego niespójno[ci fala w pkt. A ma okre[lon prawa Gaussa +"+"S DndS =D*4 *r2=Q skd D=Q/(4 *r2) i 27. ZASADY HOLOGRAFII faz wynikajc z naBo|enia si fal od caBego |ródBa. W ka|dym E=Q/(4 µ0*r2). Skd wielko[ siBy dziaBajcej na Badunek q w By okre[li powierzchni falow nale|y poda amplitud i momencie czasu faza w punktach ssiadujcych nie mo|e by 43. ZJAWISKA UWARUNKOWANE INDUKCJ odlegBo[ci r od Q: F=(Q*q)/(4 *µ0*r2); jest to prawo Coulomba. przesunicie fazowe dla ka|dego punktu powierzchni. W przybli|eniu radykalnie inna, a ró|nica wynika z ró|nicy faz promieni ELEKTROMAGNETYCZN (ZASTOSOWANIE) Fraunhofera dalej propagujc fal przedstawia si jako superpozycj dochdzcych od zródBa. W szczególno[ci max ró|nica faz promieni Technika prdów zmiennych (podstawa wspóBczesnej energetyki, 34. ENERGIA POLA ELEKTRYCZNEGO wizek równolegBych o amp. c(Õ),Õ - kt rozchodzenia. Mierzc daleko mierzona w ró|nicy dróg fal midzy promieniami padajcymi na ekran Bczno[ci i przetwarzania informacji) opiera si na zjawisku indukcji Przy opisie energii pola elektrycznego wygodne jest wprowadzenie od zrodBa waro[ci c(Õ) mo|na doj[ do wniosku, |e s one zwizane z d w pkt. A i B jest równa: ´r = Dsin´Õ = D´Õ Je|eli jest ona du|o elektr. W szczególno[ci podstaw dziaBania transformatora. kondensatora, czyli elementu zBo|enego z dwóch okBadek, na których amplitud przeksztaBceniem Fouriera. mniejsza od » to i ró|nica faz w pkt. A i B jest du|o mniejsza od 2À, a Indukcyjno[ charakteryzuje zdolno[ obwodu do wytwarzania mo|e gromadzi si Badunek elektryczny. Napicie midzy okBadkami Holografia wykorzystuje fakt, |e fala ugita na obrazie dyfrakcyjnym wic caBy obszar d jest w przybli|eniu o[wietlony spójnie. Pon. ´Õ=d/L strumienia indukcji magnetycznej objtego tym obwodem. Mówi si o jest zwizane z Badunkiem staB  pojemno[ci. C=Q/V. Wielko[ ta daje obraz przedmiotu, z którego zarejestrowano obraz dyfrakcyjny. ostatecznie warunek na spójno[ ma posta:Dd << »L. PrzykBadem strumieniu sprz|onym ÆBs z obwodem: ÆBs=L*J, gdzie J  prd w jest zale|na od geometrii okBadek i materiaBu midzy nimi. W procesie Na kliszy holograficznej faz fali ugitej rejestruje si w ten sposób, |e [wiatBa spójnego jest laser. Jego wBa[ciwo[ci to: -kt ugicia obwodzie, L  indukcyjno[ zale|na od geometrii obwodu i Badowania kondensatora wykonywana jest praca. Je[li Badunek wynosi o[wietla si klisz te| fal odniesienia o okre[lonej fazie, i wypadkowe dyfrakcyjnego wizki 1cm: =2D=5*10-5rad (dwukrotne rozszerzenie po przenikalno[ci magnetycznej materiaBu. Dla solenoidu L=µµ0Sz2/l, q, napicie q/C to w procesie przeniesienia midzy okBadkami na[wietlenie kliszy wynika z interferencji fali ugitej i fali odniesienia. 400m);-je|eli wizk lasera skupimy soczewk do [rednicy 0,5 mm, to gdzie S, z, l s przekrojem poprzecznym, liczb zwojów i dBugo[ci nastpnej porcji Badunku dq praca wynosi dq*q/C. Std caBkowita Stosuje si odwrotne przeksztaBcenie Fouriera. amplitudawzro[nie 40 razy (stosunek przekrojów poprzecznych) a solenoidu. Dla zmieniajcego si prdu µind=-L*dJ/dt. Zewntrzne praca przy Badowaniu do Badunku Q: L=1/c*+" {0,Q} nat|enie jak kwadrat amplitudy: 1600razy.<<RYSUNEK>> zródBo prdu musi zrównowa|y ow siB elektromotoryczn. Ka|dy q*dq=Q2/(2*C)=C*V2/2. Wykonana praca jest równa energii 28. CHARAKTERYSTYKI KIERUNKOWE obwód ma skoDczony opór R i indukcyjno[ L. Je|eli wic potencjalnej zgromadzonej w kondensatorze. Przypisujemy energi NADAJNIKÓW I ODBIORNIKÓW momentalnie wBczy si zródBo prdu o sile µz, to równanie dla prdu w 50. INTERFERENCJA NA CIENKICH WARSTWACH zgromadzon w kondensatorze polu elektrycznemu, wic Wzór na Je|eli fala od nadajnika ma by emitowana równomiernie we obwodzie i jego rozwizanie w funkcji czasu maj posta: µz+µind=i*R; a) to bieg jednego promienia rozcigBego niespójnego zródBa S gsto[ energii pola elektrycznego EÁ=E*D/2. Energia Badunku wszystkich kierunkach , to nadajnik musi mie geometri punktow, (metoda pr|ków równego nachylenia). PromieD ten pada na pBytk i i=µz/R*(1-e-t*R/L). Wic prd zwiksza si od 0 do warto[ci ustalonej elektrycznego Q zgromadzonego w jednorodnie naBadowanej kuli o Czsto jednak chodzi o emitowanie fali w okre[lonym kierunku. cz[ciowoodbija si w postaci prom (1) a cz[ciowo zaBamuje si i wykBadniczo ze staB L/R. Je|eli pole magnetyczne od prdu z promieniu R. Gsto[ Badunku 3Q/(4 R3). Aadunki doprowadza si Czsto stosuje si powierzchni kolist. yródBo w ksztaBcie koBa to odbija od drugiej [ciany pBytki i wychodzi jako (2). Promienie te s jednego obwodu przenika inny obwód to mo|na mówi o strumieniu porcjami dq i ro[nie promieD r, tak by gsto[ staBa. Wtedy (r/R)3=q/Q, gBo[nik, przykBadem jest punktowe zródBo w ognisku zwierciadBa spójne wzg. siebie (s z jednego intefer.). Warstwa D musi by bardzo indukcji sprz|onym w obwodzie drugim wywoBanym prdem obwodu a potencjaB na powierzchni kulki q/(4 e0r) = (Q*q2)1/3/(4 e0R). W parabolicznego. {RYSUNEK} Je|eli zródBo punktowe Z umie[ci si w pierwszego. Mówi si o indukcji wzajemnej L. Du| warto[ci L cieDka; ró|nica dróg: "=n(AB+BC) AD "=2dncos² Fala przy koDcu energia rozwa|anego ukBadu równa pracy wykonanej w ognisku zwierciadBa parabolicznego to promienie odbite od charakteryzuj si transformatory. odbiciu od o[rodka gstego zmienia faz o  . procesie gromadzenia Badunku (Q*q2)1/3/(4 e0R) * +"{0,Q) q2/3dq = 3/5 powierzchni tworz wizk równolegBa, a drogi promieni s takie b) to interferencja na cieDkim klinie (metoda pr|ków o równej Q2/(4 µ0R). Takim wzorem szacuje si energi elektryczn jdra. same po dotarciu do pBaszczyzny S prostopadBej do osi zwierciadBa. grubo[ci). Promieni (1,2) z punkt. |ródBa [wiatBa po odbiciu interferuj 44. RÓWNANIA MAXWELLA Powierzchnia S jest spójnym zródBem fali o ksztaBcie koBa. Odbiorniki jako promienie (1',2') ale tylko na powierzchni klina <<RYSUNEK>> I równanie Maxwella opisuje zjawisko indukcji elektromagnetycznej i (detektory) punktowe fal maj (niektóre) charakterystyk czuBo[ci 35. DIPOL ELEKTRYCZNY mówi, |e caBka po dowolnym zamknitym konturze l iloczynu izotropow. Je|eli zBo|y si takie odbiorniki w ukBad o geometrii siatki Dipolem elektr. pe okre[lamy ukB. dwu równych przeciwnego znaku skBadowej nat|enia pola elektrycznego stycznej do konturu razy maBy 51. POMIAR DAUGOZCI FALI SIATK interferencyjnej a sygnaBy od nich bdzie si sumowa z Badunków q oddalonych od siebie o l. Miar dipola jest jego moment element tego konturu jest równa ujemnej warto[ci szybko[ci zmian INTERFERENCYJN uwzgldnieniem fazy to charakterystyka kierunkowa takiego systemu elektryczny pe=q*l. UkBad 2 jednakowych co do warto[ci, lecz strumienia wektora indukcji pola magnetycznego przechodzcego Siatka interferencyjna - n zródeB punktowych uBo|onych w jest identyczna jak ukBadu nadawczego. Mo|na ogólnie powiedzie, |e przeciwnego znaku Badunków elektr. (+Q i  Q) znajdujcych si przez powierzchni ograniczon tym konturem : +"o{l}Eldl = d¦B / dt = - równomiernych odlegBo[ciach d w linii prostej {RYSUNEK} charakterystyki kierunkowe nadajnika i odbiornika o tej samej w pewnej odlegBo[ci l od siebie (np. czsteczka o rozsunitym Badunku +"+"{(S)l} ("Bn / dt)*dS. II równanie Maxwella mówi, |e pole mag. wokóB Maksymalne wzmocnienie zajdzie w tych kierunkach, dla których geometrii s identyczne. PrzykBadami rozwizaD praktycznych, w elektr., tzw. spolaryzowana); wielko[ci charakteryzujc dipol przerwy midzy okBadkami kondensatora jest takie samo jak wokóB ró|nica dróg falowych midzy dwoma zródBami jest wielokrotno[ci ». których zagadnienie ostrej charakterystyki kierunkowej jest istotne s elektryczny jest dipolowy moment elektryczny, okre[lony jako przewodnika i jest opisywane zwizkiem: +"o{l}Hldl = S*(dDn / dt) = d¦e / Dlatego musi by speBniony warunek d*sin(Õ)=n*». Rozwa|ajc odbiorniki sygnaBów kosmicznych. Np. radioanteny astronomiczne za wektor skierowany od Badunku ujemnego do dodatniego o warto[ci µ = pomoc których oglda si kosmos w obrazie fal radiowych o dt = +"+"{(S)l} (in + "Dn / dt)*dS. Kolejne dwa równania dotycz wektorów interferencj dla innych któw zakBada si, |e Õ <<1 rad a ró|nica Q · l. Zmiana w czasie elektr. momentu dipolowego  np. w wyniku dBugo[ciach rzdu centymetra. Taka antena powinna wycelowana w indukcji. Równaniem III jest prawo Gaussa: +"+"o{s]DndS = dróg midzy kolejnymi zródBami ´ oraz ró|nica dróg fal " midzy ruchu Badunków elektr.  wywoBuje emisj fal elektromagnet., czyli wybranym kierunku nieba tak, aby odbieraBa sygnaBy przechodzce +"+"+"{(V)S}(Á)*dV. Równanie IV mówi, |e nie ma Badunków skrajnymi zródBami ´=d* Õ, "=(N-1)*d*Õ. Ró|nice faz kolejnych zródeB emisj tzw. promieniowania dipolowego ; zródBem takiego tylko z wybranego kierunku. Dlatego wymagana jest du|a zdolno[ magnetycznych, czyli caBka z wektora indukcji pola magnetycznego po w stosunku do zródBa pierwszego mo|emy przedstawi na wykresie promieniowania jest równie| ka|dy prostoliniowy odcinek rozdzielcza ktowa. Aby osign du|a rozdzielczo[ ktow buduje powierzchni zamknitej jest równa zero: +"+"o{s]BndS = 0. Innymi sBowy, koBowym {RYSUNEK} ´±=2 *d*´Õ/»=2 /N Warto[ kta ´Õ, przy przewodnika, w którym wystpuj drgania elektryczne. si anteny o [rednicach 100 i wicej metrów. W ostatnim czasie linie indukcji pola mag. s zamknite. Równanie V i VI to zwizki którym nastpuje pierwsze zupeBne wygaszenie ´Õ =»/(N*d). synchronizuje si do wspólnego odbioru anteny takiego typu midzy midzy D i E oraz B i H: D = µµ0*E , B = µµ0*H. Nastpne wygaszenia nastpuj dla któw Õ równych 2´Õ 3´Õ .. a| 36. DIPOL ELEKTRYCZNY W POLU sob midzy obserwatorami odlegBymi od siebie o setki kilometrów. podstawowe równania klas. teorii pola elektromagnet.: dla kta Õ1=N ´Õ bdziemy mie pierwsze maksimum interferencyjne. ELEKTRYCZNYM charakterystyka kierunkowa takiego ukBadu jest iloczynem ’! Wzór dla charakterystyki kierunkowej ma posta Je|eli rozwa|ymy siBy dziaBajce na dipol elektr. w polu elektr. charakterystyki pojedynczego zródBa (w tym przypadku zwierciadBa ’! ’! I/Imax=sin2(N*x)/(N2*x2). x= *d*sin(Õ/») {RYSUNEK} W Przypadku jednorodnym to zauwa|amy, |e dziaBa na niego moment siBy ’! ’! " B parabolicznego) i geometrii ukBadu zródeB - du|a odlegBo[ d od siebie. " D ’! rot E = rot H = + j - zBo|enia bez interferencji wypadkowe nat|enie jest równe N*I0. W M=F*l*sinÕ=E*pe*sinÕ <<RYSUNEK>> zapisujc wektorowo M=pe x Du|a warto[ d (setki kilometrów) w stosunku do » zapewnia bardzo div D = Á "t "t 1 2 3 4 przypadku interferencji wypadkowa amplituda jest sum amplitud i jest E Moment siBy M usiBuje ustawi dipol w kierunku pola. Towarzyszy maBe ÃÕ dla ukBadu dwu zródeB w jednym wymiarze. Z kolei wprost proporcjonalna do iloczynu N*sqrt(I0), natomiast wypadkowe temu wykonanie pracy "L przez pole elektr. "L=- +"{ Õ1, Õ2}M*dÕ. Praca ’! charakterystyka paraboliczna zapewnia rozsdna rozdzielczo[ w nat|enie jest fali jest równe N2*I0. ta odbywa si kosztem energii potencjalnej U dipola w polu, czyli pozostaBych kierunkach. div B = 0 U(Õ2)-U('Õ1)= -"L = +"{ Õ1, Õ2} peEsinÕ"dÕ = pe*E*(cosÕ2-cos Õ1). (E  pole elektr., H  pole magnet., B  indukcja magnet., D  52. ZJAWISKO DYFRAKCJI I INTERFERENCJA W Przyjmujc, |e U(Õ= /2)=0 wzór na energi potencjaln dipola elektr. ’! 29. OPÓR FALOWY OZRODKA PRZYRZDACH OPTYCZNYCH w polu elektr. U=-pe*E. Jak wida w przypadku jednorodnego pola ’! W ruchu falowym z punktu widzenia opisu fali istotna jest fala " D Luneta-promienie zostaj skupione w pBaszczy|nie ogniskowej F w wypadkowa siBa dziaBajca na dipol jest równa zeru. W polu = jpr wychyleD ¨ i prdko[ci drgaD u. Korzystajc z równaD opisujcych te pkt. [wietlnym który byBby obrazem pkt. S1. Soczewka obiektywu ma "t niejednorodnym majc swobod ruchów dipol ustawia si wzdBu| linii indukcja elektr.,  gsto[ prdu przesunicia, j  wielko[ci oraz ´F/S=´p, ´2¨/´t2=´u/´t, mamy Á´u/´t=´p/´x. Wic skoDczon [rednic D wic promieD ugina si tak jak na otworze o [r. pola elektr. Dipol wytwarza swoje wBasne pole. PotencjaB jest sum gsto[ prdu elektr.,  gsto[ Badunku elektr.; równania p=-u0*Áv*cos(kx-Ét)= -u0*Z*cos(kx-Ét)=Z*u, gdzie u0  amp. prdko[ci D. Mo|emy powiedzie |e rozmycie ktowe obrazu P1 pkt. S1 jest potencjaBów od obu Badunków V(r)=V(r+)+V(r-)=q/(4 µ0)*(1/r+-1/r- Maxwella wyra|aj [cisBy zwizek midzy polem elektr. i magnet.: (1) drgaD, Z  opór falowy o[rodka. Nat|enie fali I=u*p=u2*Z=p2/Z. Dla równe przynajmniej ´Õ=1,22»/D (ugicie zerowego rzdu) Je|eli od )=q/(4 µ0)*(r--r+)/(r-r+). Dla |r|>>|l| V(r)=(pe*r)/(4 µ0*r3). Nat|enie pole magnet. zale|y od wywoBujcego je prdu elektr., (2) pole elektr. fali harmonicznej nat|enie fali jest ró|ne w ró|nych momentach innego |ródBa S2 biegnie promieD pod ktem "Õ to powstaje podobny pola elektrycznego dipola w przybli|eniu E(r)=pe/(4 µ0*r3). mo|e by bezzródBowe i wytworzone tylko przez zmienne w czasie czasu. Mówi si wic o skutecznych warto[ciach ci[nienia i prdko[ci obraz P2 punktu S2. Je|eli "Õ jest <= ´Õ to obrazy zlej si (nie pole magnet., (3) zródBa pola elektr. znajduj si w punktach, drgaD I=usk*psk. Dla fal elektromagnetycznych odpowiednikiem fali mo|na rozró|ni zródeB S1 i S2). Lunet mo|na rozró|ni dwa zródBa w których s umieszczone Badunki elektr., (4) pole magnet. jest prdko[ci jest fala nat|eD pola magnetycznego, a ci[nieD  fala 37. NAT{ENIE I INDUKCJA POLA je[li ich odleBo[ ktowa "Õ >=1,22»/D. Jest to graniczna zawsze polem bezzródBowym. Pola elektr. i magnet. s 2 ró|nymi MAGNETYCZNEGO nat|eD pola elektrycznego. Opór Z=sqrt((µ*µ0)/(µ*µ0)). Opór falowy rozdzielczo[ ktowa lunety (i innych przyrzdów optycznych). Przy postaciami pola elektromagnetycznego. Podstawowym wnioskiem OddziaBywania magnetyczne przekazywane s przez pole dla pró|ni dla fali elektromagnetycznej jest równy 377 &!. W linii dBugiej zwikszaniu [rednicy obiektywu D zwiksza si proporcjonalnie do D2 wynikajcym z równaD Maxwella jest istnienie fal elektromagnet. magnetyczne. Pole magnetyczne nie oddziaBywuje na nieruchome opór falowy Z=sqrt(L1/C1). strumieD [wiatBa a powierzchnia plamki jest odwr. proporcjonalna do (odkryte do[wiadczalnie 1886 przez H. Hertza); na równaniach Badunki elektryczne. Nie wytwarzaj one pola magnetycznego. By D2 gdy jasno[ plamki jest proporcjonalna do D4 W przypadku Maxwella opiera si caBa nauka o elektryczno[ci oraz dziedziny powstaBo pole magnetyczne musi porusza si Badunek elektryczny; mikroskopu ze wzgl. na potrzeb uzyskiwania wikszych powikszeD 30. FALA NA GRANICY DWÓCH OZRODKÓW techniki zwizane z wytwarzaniem, przekazywaniem i wykorzystaniem Badunek musi si porusza, by dziaBaBo na niego pole magnetyczne. liniowych i zbierania jak najwicej [wiatBa, odlegBo[c pom. Gdy fala pada na granic midzy dwoma o[rodkami to w cz[ci si energii elektr. i fal elektromagnet.; sformuBowane 1864 przez J.C. Pole magnetyczne okre[laj dwa wektory - indukcji B i nat|enia H. przedmiotem a obiektywem s prawie równe ogniskowej (mo|liwie odbija a w cz[ci przechodzi do drugiego o[rodka, przy czym Maxwella. Wektor B opisuje wBasno[ci dynamiczne pola i jest okre[lony przez najmniejsza) a [rednica ob. bliska ogniskowej. Najmniejszy nastpuje tzw. zaBamanie fali okre[lone zale|no[ci (sin±/sin²=v1/v2. zale|no[ na siB F dziaBajc na przewodnik o dBugo[ci L w którym rozró|niany szczegóB ´x odpowiada sytuacji gdy ´x/f=1,22»/D wic: Gdy fala pada prostopadle na granic midzy o[rodkami, to z zasady 45. EMISJA FALI PRZEZ PORUSZAJCY SI pBynie prd I. F=I*LxB. (siBa ta jest sum siB dziaBajcych na zachowania energii I=Io+Ip, Io nat|enie fali odbitej, Ip nat|enie fali ´x=» Fal nie mo|na "oglda' przeszkód o rozmiarach AADUNEK poszczególne elektrony, które poruszaj si w przewodniku FL=qvxB; przechodzcej. Oporno[ falowa o[rodka odpowiednio Z1, Z2. Z porównywalnych i <». Przedmiot ogldany pod mikroskopem skBada Aadunki poruszajce si ruchem zmiennym wytwarzaja fale jest to siBa Lorenza). Wektor nat|enia pola opisuje wBasno[ci cigBo[ci amplitudy wychyleD, prdko[ci i ci[nieD na granicy dwóch si z wielu szczegóBów, z których ka|de w jakim[ stopniu przepuszcza elektromagnetyczn. Je|eli Badunek Q porusza si z przyspieszeniem magnetyczne pola. Jest on okre[lony przez zwizek z nat|eniami o[rodków (na granicy wypadkowe wychyleD i prdko[ci czstek oraz [wiatBo (lub odbijaj). Gdyby te drobiny byBy rozBo|one równomiernie, a to wg. Rozwiazania równaD Maxwella pomijajac dodatkow prdu elektrycznego, wytwarzajcego dane pole. Linie pola ci[nienia musz by takie same w obu o[rodkach) mamy: (1) to mamy swoist siatk dyfrakcyjn - nale|aBoby tylko znalez staB skBadow blisko Badunku fala elektromagnetyczna w odleglosci R od magnetycznego s liniami zamknitymi. Kierunek i zwrot okre[la ¨+¨o=¨p, (2) u+uo=up, (3) p+po=pp. Indeksy o i p dotycz fali odbitej i siatki i geometri rozkBadu. Przedmiot pokazany na RYSUNEK Badunku ma kierunek i zwrot wektora r taki jak R. Z praktycznego reguBa [ruby prawoskrtnej. przechodzcej. Równania (1) i (2) s sobie równowa|ne. Mo|na ogldany jest przez soczewk O. We wBa[ciwym miejscu powstanie punktu widzenia jest fala emitowana przez drgajcy Badunek. Taki otrzyma: Ao/A=R=(Z1-Z2)/(Z1+Z2), a dalej Io=R2*I=((Z1-Z2)2/(Z1+Z2)2)*I obraz rzecz. odwrócony (normalne dla mikroskopu. Wizki charakter maja promienie emitowane przez drgajcy Badunek. Taki 38. WZÓR AMPERA oraz Ip=(1-R2)*I=(4*Z1Z2/(Z1+Z2)2)*I gdzie R jest wspóBczynnikiem interferencyjne "wychodzce" z przedmiotu (przedmiot to pewna charakter ma prom. Emitowane przez atomy i molekuBy w formie odbicia fali. Tak wic los fali na granicy dwóch o[rodków zale|y od Ilo[ciowa zale|no[ midzy prdem a nat|eniem powstaBego pola "siatka dyfrakcyjna) skupiaj si w pBaszczyznie ogniskowej soczewki- promieniowania podczerwonego widzialnego , rentgenowskiego. wzgldnej warto[ci ich oporno[ci falowych. W przypadku gdy Z1=Z2, magnetycznego to prawo Ampera. Przyjmujc dowolny zamknity tworz obraz interferencyjny, w którym zawarta jest informacja o mamy do czynienia z dopasowaniem o[rodków. Fala w caBo[ci kontur l otaczajcy przewodnik z prdem o nat|eniu I i oznaczajc przedmiocie - mo|na okre[li jego ksztaBt i rozmiary. Obraz ten 46. EMISJA FALI ELEKTROMAGNETYCZNEJ przechodzi do o[rodka drugiego, gdy opory falowe ró|ni si, fala w przez Hl skBadow styczn nat|enia pola magnetycznego na odcinku (interferencyjny) jest tak samo u|yteczny jak i geometryczny PRZEZ DIPOL ELEKTRYCZNY cz[ci odbija si, a w cz[ci przechodzi. Przy czym gdy Z1>Z2, R>0 , dl tego konturu, mamy +"¿ (Hl dl)=I. CaBkowania dokonuje si po caBym (odpowiednio: odwzorowanie Abbego pierwszego i drugiego O ile Badunki spoczywajce wytwarzaj tylko pole elektrostatyczne, a tzn. faza fali odbitej jest zgodna z faz fali padajcej w miejscu odbicia zamknitym konturze l. Zwizek pomidzy wektorami H i B: B=µ0*H i rodzaju).<<RYSUNEK>> poruszajce si jednostajnie wytwarzaj dodatkowo pole amplituda drgaD jest sum fali padajcej i odbitej. W przeciwnym zostaB ustalony empirycznie. Pole magnetyczne: 1.WokóB przewodnika magnetyczne, to poruszajce si ruchem zmiennym wytwarzaj fal wypadku, tzn. gdy Z1<Z2 (o[rodek od którego fala odbija si ma z prdem H=I/(2 R) 2.Solenoid; pole istnieje tylko wewntrz 53. PRAWA KIRCHOFA DLA PROMIENIOWANIA elektromagnetyczn. Stwierdzenia te ukryte s w równaniach gsto[ wiksz w stosunku do o[rodka w którym fala si porusza) i solenoidu i jest ono jednorodne H=Jn/l (J-nat|enie prdu w CIEPLNEGO Maxwella. Je|eli Badunek Q porusza si z przyspieszeniem a, to w.g. R<0 faza fali odbitej jest przeciwna do fazy fali padajcej, wypadkowe solenoidzie, n-liczba zwojów, l-dBugo[) {RYSUNEK}. Kierunek linii Pochodzi od atomów, czsteczek i caBych struktur atomów w ciaBach, rozwizania równania Maxwella, pomijajc dodatkow skBadow blisko drgania czstek o[rodka s ró|nic amplitudy fali padajcej i odbitej. pola z reguBy [ruby prawoskrtnej. jest emitowane kosztem ich energii promieniowania cieplnego. Std Badunku, fala elektromagnetyczna w odlegBo[ci r od Badunku ma Gdy dodatkowo Z1 i Z2 bardzo si ró|ni, to odbicie jest caBkowite. te| jego intensywno[ zale|y od temperatury ciaBa. Rozwa|my kierunek i zwrot wektora n taki jak r. Warto[ci nat|enia pola Wtedy na granicy wystpuj drgania maksymalne (strzaBki) lub zerowe odizolowan grup ciaB nie stykajcych si ze sob, znajdujcych si 39. RUCH CZSTEK NAAADOWANYCH W POLU elektrycznego wyra|a si wzorem E(t) = [Q*n×(n×a)]/[4*À*µ0*c2*r(t )], (wzBy). Dopasowanie falowe o[rodków lub przeciwnie w równowadze cieplnej w temp. T. Wymiana ciepBa nastpuje poprzez MAGNETYCZNYM czyli E(t) = [Q*a(t )*sin¸]/[4*À*µ0*c2*r(t )]. n - jest wektorem niedopasowanie jest zawsze istotnym warunkiem skutecznego emisj i pochBanianie promieniowania cieplnego. Prom. ciepln. Je|eli naBadowana ruchoma czstka znajdzie si w polu jednostkowym wektora poBo|enia r. Warto[ pola w momencie czasu t wykorzystania zjawisk falowych. W przypadku zródeB fal d|y si do wypeBniajce przestrzeD wokóB ciaBa w równowadze ma te| przypisan magnetycznym, to bdzie na ni dziaBa magnetyczny skBadnik siBy jest okre[lona przez sytuacj Badunku chwili wcze[niejszej t =t-r/c o dopasowania oporu falowego zródBa i o[rodka, w którym fala ma si temp. T i nazywane jest równowa|nym promieniowaniem. W Lorenza. Ruch Badunku w polu magnet. zale|y od warto[ci prdko[ci czas r/c, jaki potrzebuje pole elektromagnetyczne, aby przeby rozchodzi, aby fala byBa skutecznie emitowana do o[rodka. Jednak równowadze ilo[ energii emitowanej i absorbowanej jest ta sama. oraz poBo|enia wektorów v i B. 1.v=0 v v<>0 i kt(v,B) = 0 v 180 odlegBo[ od Badunku do tego miejsca. Wa|nym przypadkiem jest fala np. w radiolokacji (radary) , defektoskopii ultradzwikowej po|dana Warunek równowagi termodynamicznej (prawo Kirchoffa) E=a*I [ E pole nie oddziaBywuje na Badunek. 2.v<>0 i v prostop do B F=qvB. emitowana przez drgajcy Badunek. jest wyrazna ró|nica midzy oporem falowym o[rodka i obiektu - nat|enie emisji (zdolno[ emisyjna) a - wspóBczynnik absorpcji I - SiBa Lorenza jest siB do[rodkow. Pod wpBywem tej siBy prdko[ Pole magnetyczne emitowane przez drgajcy z amplitud l Badunek Q majcego by wykrytym. Dwa o[rodki o dowolnie ró|nicych si nat|enie padajcego prom. ]. Promieniowanie ciepl. skBada si z zmienia kierunek, lecz nie zmienia warto[ci prdko[ci - Badunek jest takie samo jak emitowane przez drgajcy dipol pe=Q*l. Taki oporach falowych mo|na dopasowa, je|eli opór midzy nimi bdzie prom. o cigBym rozkBadzie i czstotliwo[ci ½. Gsto[ widmowa prom. porusza si ruchem jednostajnym po okrgu. qvB=(Ul*v2)/r charakter ma w wikszo[ci przypadków promieniowanie emitowane si zmienia w sposób cigBy wg zale|no[ci wykBadniczej. r=(Ul*v)/q*B 3.v<>0 i kt(v,B)= tu RYSUNEK. ZBo|eniem ruchów ciepln. Ini i gsto[ widmowa zdolno[ci emisyjnej E½ okre[lone : I=+"(0 przez atomy i molekuBy w formie promieniowania podczerwonego, wzgldem osi OB i Ovy jest ruch pospiralny; OB-nie dziaBa |adna siBa; ")I½d½ E=+"(0 ") E½ d½ , std E½=a½*I½ Wszystkie wielko[ci s fkc. widzialnego, rentgenowskiego, promieniowania gamma emitowane 31. FALA STOJCA OVy-siBa do[rodkowa powoduje ruch po okrgu Vy=Vc*sin(alfa). temp. CiaBo doskonale czarne to takie, dla którego a½=1; tzn. zdolno[ przez wzbudzone jdra. Tak|e anteny nadawcze fal radiowych. Je|eli fala caBkowicie odbije si na granicy dwóch o[rodków, to w emisyjna takiego ciaBa jest równa nat|eniu promieniowania Amplituda nat|enia pola elektrycznego fali wynosi: wyniku interferencji fali padajcej ¨ i odbitej ¨o otrzymamy fale zrównowa|onego w danej temperaturze. Zdolno[ emisyjna jest 40. DIPOL MAGNETYCZNY E0=(pe*É2*sin¸)/(4*À*µ0*c2*r), oraz nat|enie fali stojc. ¨s= ¨ + ¨o =2*A*cos(k*x)*sin(É*t). Fala stojca nie jest ju| wprost proporcjonalna do czwartej potgi temperatury bezwzgldnej Elementarnym modelem dipola elektrycznego jest ptla z prdem. <s>=(Eo*Ho)/2=(1/2)*Eo2*sqrt(eo/µo)=(pe2*É4)/(32À2*µo*c3*r2)*sin2¸. wBa[ciwie fal, bowiem funkcja opisujca drgania o[rodka nie jest ciaBa (prawo Stefcia Boltzmanna); I=Ã*T4 Ã-staBa Stefcia Warto[ dipola wyznacza jego moment magnetyczny pm=I*S*n, gdzie CaBkujc po caBej powierzchni kuli o promieniu r otrzymujemy moc P. funkcj argumentu (k*x-É*t). S to wBa[ciwie stacjonarne drgania w Boltzmanna. Emisja promieniowania to zasadniczy sposób utraty I-nat|enie prdu w ptli. ukBad fiz. wytwarzajcy w przestrzeni takie emisji fali elektromagnetycznej przez drgajcy dipol: P=+" {0, czasie (czynnik (sin(Ét)), ale amplituda drgaD jest funkcj poBo|enia ciepBa. Szybko[ utraty ciepBa przez promieniowanie: "Q/" pole magnet. jak 2 blisko siebie poBo|one, przeciwnego znaku masy À}(<S>*2À*r2*sin¸)*d¸=(pe2*É4)/(12À*µo*c3). (czynnik 2*A*cos(k*x)). Je|eli opór falowy o[rodka, w którym fala pada T=a*S*Ã(T04-T4) S - pow. ciaBa T0 - temp. otoczenia. WIEN wykazaB, magnet. (Badunki magnet.; umowne odpowiedniki Badunku elektr. jest wikszy od oporu falowego, do którego fala wchodzi to na granicy w magnesie trwaBym); dipole magnetyczne zBo|one z mas magnet. |e midzy dBugo[ci fali »m , odpowiadajc maksimum widma i temp. 47. OBWÓD ELEKTRYCZNY O STAAYCH powstanie strzaBka, w przeciwnym wypadku powstanie wzeB. Je|eli w przyrodzie nie wystpuj, w skali mikroskopowej dipolami T jest zale|no[: »m*T=2.898*10-4K*m. ROZAO{ONYCH o[rodek , w którym fala jest stojca jest ograniczony z obu stron magnetycznymi s czstki elementarne o niezerowym ’! spinie, Na ogóB przyjmuje si, |e napicia i prdy w ka|dej cz[ci obwodu zapewniajcymi caBkowite odbicie to fala stojca jest ograniczona z w skali makroskopowej  magnesy sztabkowe, koliste obwody prdu 54. WZÓR STEFANA-BOLTZMANA elektrycznego s determinowane przez aktualna warto[ siBy dwu stron Takie ukBady nazywamy rezonatorami: {RYSUNEK} W elektr.; wielko[ci charakteryzujc dipol magnetyczny jest dipolowy w 1879 roku Stefan ustaliB doswiadczalnie, ze zdolnosc emisyjna ciaB elektromotorycznej zasilajcej obwód. W istocie pole elektryczne od rezonatorze mog by fale stojce tylko takie, których dBugo[ci fal »n moment magnetyczny. jest wprost proporcjonalna do czwartej potegi temperatury zacisków siBy SEM porusza si z prdko[ci [wiatBa wzdBu| obwodu. s dopasowane do wymiarów rezonatora L. Dla jednowymiarowych bezwzglednej ciaBa I=ó*T4. Piec lat pózniej Boltzmann uzasadniB te Dlatego napicie i prd w obwodzie, w odlegBo[ci l od ogniwa, w drgaD n*(»n/2)=L , gdzie n jest naturalne, lub (»n/2)*(n-1/2)=L. A wic i 2 zaleznosc nazwana prawem Stefana-Boltzmaza, na gruncie nieoznaczono[ci s zakodowane w prawa przyrody i zjawiska w Okazuje si, |e Kj jest skwantowany wg zasady Kj=hsqrt(j(j+1)) ,j=l- PrzeksztaBcajc ("U=-"U') ["(ln&!)/"U]V =["(ln&!')/"U']V .Warunek staBej termodynamiki. Ó=5.67*10-8W/(m2K4)  staBa Stefana-Boltzmana. [wiecie mikroczsteczek Wa|niejsze przykBady dziaBania zasad objto[ci wynika z faktu,|e ukBady s tylko w kontakcie cieplnym a ich 1/2,l+1/2. Liczba kwantowa caBkowitego momentu pdu (j) przyjmuje nieoznaczono[ci: a)zwizek midzy czasem |ycia Ä atomu w stanie dla okre[lonego l dwie warto[ci ze wzgldu na dwie ró|ne orientacje objto[ci s staBe.Wtedy &! jest tylko funkcj U.Pochodna ("(ln&!)/"U wzbudzonym i rozmyciem "E warto[ci energii atomu w tym stanie spinu. Ze wzoru na En wynika ,|e energia elektronu zale|y tylko od przy staBej objto[ci jest wielko[ci charakterystyczn dla ukBadu i w 55. HIPOTEZA FALOWA de BROGLIE'a Ä*"EE"h. Takie samo rozmycie ma foton. Nieoznaczono[ gBównej liczby kwantowej n. Uwzgldniajc efekty relatywistyczne równowadze termodynamicznej ma t sam warto[ dla wszystkich Mechanika ciaB nie jest adekwatna do opisu [wiata mikroczsteczek. okazaBo si ,|e energia ta zale|y te| w maBym stopniu od liczby podukBadów kontaktujcych si cieplnie.Czyli temperatura jest Wskazaniami do wBa[ciwego rozwizania byBy pewne analogie. Z czstotliwo[ci fotonu "Ä="E/h=1/Ä. W stanie podstawowym atom kwantowej j: En,j=En[1+(±2Z2/n)*(1/(j+1/2)-3/4n)] ,gdzie ± to staBa wielko[ci,której warto[ pozostaje taka sama we wszystkich optyki geometrycznej wiemy, |e promieD [wietlny pokonuje drog mo|e przebywa praktycznie dowolnie dBugo tzn. Ä jest dowolnie du|e, struktury subtelnej. Energie stanów kwantowych w atomach cz[ciach ukBadu czyli ["(ln&!)/"U]V=1/(kT); k-staBa Boltzmana, kT=(µ- midzy dwoma okre[lonymi punktami po [ci[le okre[lonym torze, wic rozmycie energii poziomu podstawowego jest równe zero; wieloelektronowych zale| i to wyraznie od l. Stany o jednakowych µ0)/±. Ostatnie równ.wyra|a zasad ekwipartycji energii. który speBnia prawo zaBamania [wiatBa. W poB. 18 wieku, kiedy to b)czstki elementarne nietrwaBe, których czas |ycia wynosi Ä. Wtedy energiach nazywamy zdegenerowanymi ,a liczb ró|nych stanów o przewa|aB pogld o korpuskularnej naturze [wiatBa, tor promienia energia spoczynkowa czstki krótko |yjcej ma naturalne rozmycie jednakowych warto[ciach -krotno[ci degradacji. Liczba ró|nych [wietlnego uto|samiany z torem czsteczek [wietlnych. Wtedy "E="m0 c2 =h/Ä, a wic masa spoczynkowa czstki krótko |yjcej ma 66. ENTROPIA. stanów odpowiadajcych danemu n równa £(2l+1)=n2 . Fermat sformuBowaB zasad dotyczc toru promienia [wietlnego naturalne rozmycie; c)próba pomiaru poBo|enia i pdu czstki z WBasciwosci: Je[li jakis uklad pobiera w temp. T iosc ciepla deltaQ to midzy dowolnymi punktami w dwu o[rodkach przez które przechodzi W przestrzeni pdówjeden stan kwantowy zajmuje objetesc: dokBadno[ciami wikszymi od mo|liwych wedBug zasad przyrost entropii ukladu wynosi dS=deltaQ/T, w dowolnym proicesie (deltap)3=(h/L)3=h3/V, gdzie V jest objetoscia. Mo|na teraz wyznaczyc promieD +"(1 2)nds=min; n-wsp. zaBamania. W obrazie falowym tory nieoznaczono[ci: elektrony przyspieszane nap. U(EK=e*U) i termodynamicznym przyrost entropii ukladu odosobnionego jest liczbe stanow kwantowych w jednostkowym przedziale energii, czyli promieni s kierunkami rozchodzenia si fal, a powierzchnie skolidowane otworem s w przesBonie s uformowane w wizk, która dodatni lub rowny zer ds.>=0 przy czym znak nierównosci odnosi si gestosc widmowa stanow kwantowych . W przedziale pedów p, p+dp prostopadBe do nich s pow. równej fazy. Poniewa| n=c/v lub n=»/»m , porusza si w kierunku osi Y. SkBadowa py =sqrt[2meU]. Je|eli do procesow nioodwracalnych, a znak rownosci do prcesow to jest w warstwie kulistej o objetosci 4pi2*dp liczba stanów dN jest dlatego zasad Fermata mo|na te| zapisa min=+"(1 2) ds/ »m=+"(1 2)dt. elektron wylatuje ze szczeliny s ma jak[ skBadow pdu "px , to jego odwracalnych, entropia ukladu skladajacego si z kilku niezaleznych równa: dN=4pi2*dp/(deltap)3 czyli uwzgledniajac poczatkowy wzor i Sto lat pozniej Maupertuls sformuBowaB podobn zasad wariacyjn tor utworzy kt ± z osi Y tak, |e tg±=" px/ py i elektron nie trafi w czescui rowna jest sumie entropii tych czesci. zmieniajac p, dp na E,dE mamy: f(E)=dN/dE=2pi(2m)3/2E1/2V/h3. w mechanice: +"(1 2)pds= min(p-pd ciaBa, ds-odcinek drogi). szczelin o szer. "x przesBony ustawionej w odl. "L, je|eli tg±> "x/2L. Mo|emy podjc probe wyliczenia skonczonej zmiany entropii ukBadu Mo|na tez wyznaczyc calkowita liczbe stanow w przedziale od 0 do p Wychodzc z równania fali [wietlnej mo|na(przy warunku optyki deltaS=deltaQ/T przy skoDczonej wymianie ciepBa, np. gazu w cyklu SkBadowa "pxmusi zawiera si w przedziale ±"pY *"x/2L. lub E: N=(4/3)pi*p3V/h3=(4/3)pi(2mE)3/2V/h3. geometrycznej » d|y do zera) otrzyma równanie elikonaBu, które Carnota. CiepBo kest wymieniane tylko w procesach izotermicznych, Zwikszajc L i zmniejszajc "x zmniejszamy nieoznaczono[ wic zmiana entropii w procesie 1 w 2 sprowadza si do zmiany wyznacza tor promienia(elikonat-faza fali), np.dla fali pBaskiej ma poBo|enia elektronu. Je|eli na ekranie nastpi rozbBysk to bdzie 61. BOZONY, FERMIONY, ZAKAZ PAULIEGO deltaQ1/T1 w procesie 1 w 1 i anologicznie ma si sprawa z posta (kx-É*t). Ruch pkt. materialnego mo|na opisa równ. spowodowany elektronem, który miaB nieoznaczono[ pdu Hamiltona-Jacobiego, które to ma posta elikonaBu. Jednak zamiast BOZONY czstki lub ukBady czstek podlegajce statystyce Bosego procesem 2 w 1. CaBkowita zmian entropii gazu po peBny,m cyklu "px="x*pY/2L. Elektron dolatujc do szczeliny "x opisuje fal pBask z elikonaBu wystpuje pewna funkcja S zwana dziaBaniem w przypadku Einsteina , tj. o spinie równym caBkowitym wielokrotno[ciom ( = h/2À, (odwracalnym )jest równa: deltaS(1 w 2 w 1)=deltaS(1 w 2) +delatS(2 dBugo[ci »=h/py. W szczelinie "x funkcja falowa elektronu ulega w 1)=deltaQ1/T1-deltaQ2/t2=0. Je|eli w procesie koBowym zmiana ruchu jednowymiarowego równanie Hamiltona-Jacobiego: h  staBa Plancka); jdra o parzystej liczbie nukleonów, mezony, ugiciu, a wic i elektron ulega ugiciu. Kt ugicia wynosi "Õ=»/"x. (1/2m)*("s/"x)^2+V(x)="s/"t, gdzie s=(px-Et). Przeszkod w fotony. entropii ukBadu jest równa zeru, to entropia jest jednoznaczna funkcja ZaistniaBo rozmycie pdu: "px=py * tg"Õ E" pY*»/"x, poniewa| »= h/pY stanu anologicznie jak inne funkcje termodynamiczne majce t wykryciu falowej natury [wiatBa byBa maBa dB. fal [wietlnych. Je|eli FERMIONY czstki lub ukBady czstek podlegajce statystyce to "x* "pY E" h. Ogólnie twierdzenie Heisenberga mówi: iloczyn wBasnosc. Analogicznie wic do formy zapisu I zasady rtermodynamiki skojarzy sobie zwizki midzy »,p,f i E dla fal [wietlnych-fotonów oraz Fermiego Diraca tj. o spinie równym nieparzystej wielokrotno[ci ( = nieokre[lono[ci warto[ci dwu zmiennych sprz|onych nie mo|e by rózniczkowy zapis zmiany entropii ma posta: ds.=rozniczkaQ/T. W analogie midzy alikonaBem(faza(kx-É*t) i dziaBaniem (px-E) h / 2À; h  staBa Plancka): elektrony, neutrina, nukleony, hiperony, co do rzdu wielko[ci mniejszy ni| staBa Plancka. Energia i czas ukladzie odizolowanym, je|eli biegna jakies procesy termodynamiczne dostrze|emy podobieDstwo. W 1923 de Broglie sformuBowaB hipotez jdra atomów o nieparzystej liczbie nukleonów. równie| s wielko[ciami kanonicznie sprz|onymi. A wic dla nich to sa nieodwracalne, entropia rosnie az uklad osiagnie stan PAULIEGO ZASADA, zakaz Pauliego, podstawowa zasada fizyki fal natury(?). Wg niej ruch czsteczek jest opisany fal, której dB. » i tak|e sBuszny jest zwizek nieoznaczono[ci: "E*"t>=h/2 gdzie h to rownowagi termodynamicznej procesy ukierunkowane zanikaja wspóBcz., wg której w ukBadzie zBo|onym z identycznych czstek o ’! czstotliwo[ f maj zwizek »=h/p; h-staBa Plancka, p-pd; f=E/h. jednostkowa liczba urojona. entropia ma wartosc maksymalna. Ogólny wzor na zmiane entropii w spinie poBówkowym nie mo|e by 2 czstek znajdujcych si w tym Hipoteza ta nie znalazBa pocztkowo uznania w[ród fizyków. Dopiero procesie odwracalnym: dS=n*Cv*dT+T*(rozniczkap/rozniczkaT)v*dV. samym stanie kwantowym; w atomie nie mo|e by wic 2 elektronów za spraw prac teoretycznych Schrodingera i Heissenberga, w których 58. EFEKT TUNELOWY sformuBowali (niezale|nie mechaniki kwantowej, hipoteza staBa si (?) scharakteryzowanych tymi samymi liczbami ’! kwantowymi ; dlatego Gdy czstka pada na uskok potencjaBu wy|szy od energii caBkowitej W 1919 Darisson i inni rozpoczli badania rozproszenia elektronów o np. w najbli|szej jdru powBoce (n = 1) mog znajdowa si tylko 2 67. ROZKAAD KANONICZNY GIBBSA czstki to wg przewidywaD mechaniki klasycznej czstka odbije si, energiach rzdu 100eV od powierzchni metali-metali elektrony o przeciwnie skierowanych spinach; w miar zwikszania si Je|eli mamy dwa ukBady:ukBad A o energii U i ukBad A' o energii U' i Wg mechaniki kwantowej równ. Schrodingera (prawa strona): ("2¨P polikrystalicznych. Do[wiadczenia wykazaBy, |e nat|enia wizki liczby elektronów w atomie musz one zajmowa coraz wy|sze dodatkowo zaBo|ymy |e ukBad A' jest du|o wikszy od ukBadu A. /"x2 )-q2¨P =0, q=sqrt[2m(U-E)/h], a rozwizanie ogólne: PrawdopodobieDstwo,|e ukBad jest w stanie kwantowym j wynosi elektronów rozproszonych zale|y od orientacji pBytki, wart. prdu poziomy energ., zapeBniajc w ten sposób kolejne powBoki (’! atom); ¨P=a*exp(qx)+b*exp(-qx). SkBadowa exp(qx) nie ma sensu fizycznego, elektronów rozproszonych zale|y w sposób oscylujcy od kta Õ. zasada Pauliego tBumaczy prawidBowo[ci w budowie powBok W(j).Oczywi[cie wtedy &!=1.Natomiast U'=U^-Uj gdzie Uj jest energi bowiem funkcja ¨P rosBaby do nieskoDczono[ci. Przyjmujemy wic Rozpoczto badania na monokrysztaBach. Dopiero w 1925 r. elektronowych w atomie i wyja[nia struktur subteln i nadsubteln ukBadu A w stanie kwantowym j.Poniewa| Uj<<U^ wic mo|emy jako rozwizanie: ¨P =b*exp(-qx), ¨L =A*exp(ikx)+B*exp(-ikx) dla A=1. zwrócono uwag na mo|liwo[ dyfrakcji wizki elektronów na sieci widm atomowych. napisa ln&!'(U^-Uj)= ln&!'(U^)-("ln&!'/"U')Uj=ln&!'(U^)-Uj/(kT). ln&!' (U ) Z warunku cigBo[ci ¨ oraz "¨/"x w miejscu x=0 mamy 1+B=b, i*k z krysztaBu podobnie jak promieni rtg. Darisson z Germerem jest wielko[ci staB wic ostatecznie mamy W(j)=C*exp(- ind. l*(1-B)=-bq. Rozwizujc ukBad otrzymujemy B=(1-i*sqrt(U/E- przeprowadzili do[wiadczenia. Wybrano krysztaB niklu, który ma Uj/(kT))=(1/Z)*exp(-Uj/kt). Jest to tzw rozkBad kanoniczny Gibbsa 62. ENEGRIA FERMIEGO. 1))/(1+i*sqrt(U/E-1)), b=2/(1+i*sqrt(U/E-1)) B=1, czyli czstka na struktur kubiczn scentrowan powierzchniowo. KrysztaB wycito i (1901r) W(j) jest prawdopodobieDstwem |e ukBad w stanie równowagi Trudno[ci fizyki klasycznej w próbach wyja[nienia wBasno[ci gazu pewno odbija si, ale i wnika do obszaru 'zakazanego', w którym zorientowano tak, |e wizka elektronów pada prostopadle na termodynamicznej jest w stanie kwantowym j. C-staBa;T- elektronowego bior si z faktu, |e gaz elektronowy w metalu jest energia potencjalna jest wiksza od caBkowitej. Fala odbita i padajca pBaszczyzn tzn. kierunek wizki padajcej pokrywaB si z gBówn temp.otoczenia,z którym ukBad kontaktuje si cieplnie.RozkBad zwyrodniaBy, tzn. trzeba uwzgldnia wBasno[ci kwantowe. w obszarze L tworzy fal stojc. Gdy czstka nalatuje na barier przektn komórki elementarnej. Wyniki pomiarów: a)zale|no[ kanoniczny Gibbsa odnosi si do ukBadu makroskopowego poniewa| Rozwizanie kwantowe ruch elektronu przewodnictwa w metalu w potencjaBu, to poniewa| energia E jest mniejsza od wysoko[ci zakBadamy |e stany kwantowe kontaktujcych si ze sob ukBadówA i nat|enia prdu w funkcji nap. U dla kta rozproszenia Õ=500 i kta najprostszej formie jest zagadnieniem czstki swobodnej w studni bariery, wic wg praw mechaniki klasycznej czstka winna si odbi. A' s statystycznie niezale|ne.Dodatkowo zakBadamy |e ukBad A' jest azymutowego ±=900 Maksimum odpowiada energii elektronów 51eV. potencjaBu. Jeden stan kwantowy zajmuje w przestrzeni pdów Rozwizania s takie same jak dla przypadku wy|ej omówionego. du|o wikszy od A. Wic dB. fali elektronów »=h/p=h/sqrt(2mUe)=16,7nm. Wyniki mo|na objto[ h3/V, gdzie V jest objto[ci metalu. Stany o energii (ruchu) µ PrawdopodobieDstwo znalezienia si czstki w miejscu o wyja[ni interpretujc ugit wizk elektronów jako rezultat w przestrzeni pdów, tworz powierzchni kulista o promieniu (pdzie) wspóBrzdnej x=a jest równe |b|2 *exp(-2qa). Poniewa| dalej energia interferencji fali elektronów od rzdów atomów odlegBych o d. 68. ROZKAAD PRAWDOPODOBIECSTWA p=(2*m*µ)1/2. Uwzgldniajc, |e ka|dy stan jest dwukrotnie czstki jest wiksza od potencjalnej, czstka mo|e swobodnie Warunkiem interferencji jest d*sinÕ=n. UkBad maksimów mo|na BOLTZMANA zdegenerowany z uwagi na spin elektronu, liczba stanów kwantowych porusza si w prawo. Tak wic wg mechaniki kwantowej czstka wyja[ni: ukBad atomów odlegBych o d, przy obrotach wokóB osi Interesujce jest zagadnienie w jakich warunkach rozkBad kanoniczny elektronów, w przedziale energii dµ wynosi mo|e przenika barier energii potencjalnej wiksz od energii prostopadBej do pBaszczyzny (z rysunku którego brak) powtarza si co Gibbsa mo|na odnie[ do pojedynczej czstki,gdy f(µ)*dµ=(8Àp2*dp)/(h3/v)=4ÀV(2m/h2)3/2*µ1/2*dµ. Poniewa| elektron czstki. Zjawisko to nazwane zostaBo efektem tunelowym(1928). 60 stopni i std kolejne maksima. Ich rozdzielenie ma (?) pliki ni|sze prawdopodobieDstwo |e czstka jest w wybranym stanie kwantowym j podlega zakazowi Paulego, nawet w zerze bezwzgldnym bdzie PrawdopodobieDstwo przeniknicia C2 jest równe i wy|sze-peBna symetria krysztaBu przy takich obrotach powtarza si nie zale|y od stanu kwantowego reszty ukBadu,a wic od stanu zajtych wiele najni|szych stanów kwantowych, aby wszystkie prawdopodobieDstwu wniknicia czstki w barier energii potencjalnej dopiero co 120 stopni. ByBy i inne eksperymenty, autorem jednego pozostaBych czstek w ukBadzie.Tak jest gdy dozwolona liczba stanów elektrony mogBy si pomie[ci. Je|eli w metalu jest N elektronów, to na gBboko[ci a. W przybli|eniu C2E"exp(-2qa). Prd byB Polak-Szczeniawski. kwantowych jakie ma do dyspozycji jedna czstka w ukBadzie jest jest zajta kula pdów o promieniu pF takim, aby w jej objto[ci prawdopodobieDstwa czstki padajcej musi by równy sumie prdu du|o wiksza od liczby czstek.Liczba stanów kwantowych zale|y od zmie[ciBo si N/2 komórek h3/V. Czynnik dwa wynika ze spinu. W 0°K prawd. przej[cia i odbicia, a prdko[ czstki jest po obu stronach przedziaBów pdów "pX , "pY i "pZ czstki wg wzoru 56. FUNKCJA WAASNA CZSTKI, JEJ elektrony zajmuj wszystkie najni|sze stany, czyli N=24/3À*(pF)3*(V/h3), bariery taka sama. Dlatego B2+C2=1. Prawdop. przeniknicia bariery "&!=V("pX+"pY+"pZ)/h3 gdzie h=6.6*10-34 Js jest staB WAASNOZCI pF=(h/2)*(3N1/À)1/3, F0=(pF)2/(2m)=('2/2m)*(3À2N1)2/3 s zajte potencjaBu przez czstk nazywane wspóBczynnikiem przezroczysto[ci Plancka.Energia kinetyczna jest w przybli|eniu równa kT wic pd Równanie Schrodingera pozwala wyznaczy funkcj falow danego wszystkie stany a| do energii F0 nazwanej energi Fermiego. T bariery jest wa|n wielko[ci. W ogólnym przypadku bariera ma czstki jest równy sqrt(mkT),przedziaBy pdów "pX ="pY="pZ s stanu i w konsekwencji okre[li prawdopodobieDstwo znalezienia si Poniewa| gsto[ci elektronów N1 w metalach s rzdu 1022 cm-3 dowolny ksztaBt Wtedy mo|emy caB barier podzieli na wskie równe pdowi czstki stad warunek aby liczba czstek byBa du|o czstki w poszczególnych (?) przestrzeni. W równaniu Schrodingera warto[ F0 to kilka eV. Odmiennie wic, ni| w fizyce klasycznej , prostokty. Zgodnie z zasadami rachunku prawdop. mniejsza od liczby stanów kwantowych jednej czstki wystpuje jako parametr-caBkowita energia czstki. W przypadku prawdopodobieDstwo T przeniknicia caBej bariery jest równe nawet w 0°K elektrony przewodnictwa maj ogromne energie ruchu. N/V=N1<<((mkT)3/2)/h3 . Nierówno[ ta jest speBniona dla wszystkich czstki swobodnej o energii E poruszajcej si z pdem p w kierunku iloczynowi prawdopodobieDstw przeniknicia kolejnych prostoktów. Charakteryzujc energi Fermiego pro[ciej mo|na powiedzie, |e jest prawie rodzajów substancji i ich stanów skupienia w warunkach osi X funkcja opisujca czstk ma posta: ¨=A*exp[(i/h)*(px-Et)] to niezbdna energia ruchu wynikBa z ciasnego upakowania W granicy mamy wzór na wspóBczynnik przezroczysto[ci bariery ziemskich. Tak wic w przypadkach speBniajcych dan nierówno[ gdzie i-jednostkowa liczba urojona, A-amplituda. Wiedzc |e, »=h/p elektronów. Istotnie [rednia odlegBo[ midzy elektronami, a wic potencjaBu: lnT=(2/h)*+"(xa xb ) (sqrt(2m(U-E)dx). wzór na kanoniczny rozkBad Gibbsa mo|na stosowa poniewa| suma mo|na równanie ¨=...jak wy|ej zapisa ¨=A*exp[i(kx-É*t)]; (k=2À/» - przedziaB poBo|eD elektronu wynosi N1 1/3, Z zasady nieokre[lono[ci prawdopodobieDstw W(j) po wszystkich dozwolonych stanach wektor falowy czstki). Wiedzc |e, eiz=cos(z)-i*sin(z) mo|na si w Heisenberga wynika pe"h*N11/3, lub energia µe"h2 N12/3/2mH"4*F0. 59. CZSTKA W STANIE ZWIZANYM kwantowych musi by równa 1. Wzór ten mo|emy zapisa w postaci: funkcji ¨ dopatrywa podobieDstwa z warunkiem fali, w ten sposób Obsadzenie stanów kwantowych przez elektrony opisuje statystyka Podstawowe wyniki mechaniki kwantowej odno[nie czstki w stanie W(j)=(1/z)exp(-µj/(kT)); µj -energia czstki w stanie kwantowym j, |e: A-amplituda, exp[(1/h)(px-Et)] jest sum czynników fali postaci Fermiego-Diraca. W temperaturach wikszych od 0°K wystpuje tylko zwizanym tj. czstki uwizionej w dole energii potencjalnej. Je|eli Z=£{j} exp(-µj /(kT))-suma stanów.Wzór ten nazywamy rozkBadem harmonicznej (rzeczywistego i urojonego). Funkcja ¨ nazywa si maBe rozmycie rzdu kT energii widma obsadzonych stanów w okolicy mowa o czstce w stanie zwizanym to mamy na my[li ukBad dwu prawdopodobieDstwa Boltzmana(1877r).Je|eli w ukBadzie mamy N funkcj wBasn i okre[la stan kwantowy czstki. Znaczenie i rola energii Fermiego. Wzór na energi F, dla której statystyka jest równa czstek przycigajcych si, których caBkowita energia jest mniejsza czstek to [rednia liczba czstek w stanie kwantowym j jest równa: funkcji wBasnej w mechanice kwantowej jest identyczna jak fali ½, gdy kT jest du|o mniejsze od F0; F= F0[1-(À2/12)*(kT/F0)2]. T od sytuacji, gdy czstki s oddzielone od siebie. Zachowanie takiego nj=NW(j)=NZexp(-µj/(kT))=exp((kTlnN-kTlnZ-µj/(kT)); kTlnN-kTlnZ=µ harmonicznej pBaskiej w ruchu falowym. Sens fizyczny funkcji ¨: Otó| energi te| nazywa si energi Fermiego; odpowiada ona poBo|eniu ukBadu opisuje si mas zredukowan poruszajc si w polu siB jest potencjaBem chemicznym czstki.Ostatecznie nj=exp((µ- potencjaBu chemicznego, nazywanego w takich przypadkach kwadrat moduBu tej funkcji, tzn. |¨|2=¨¨* (¨*jest sprz|one do ¨) oddziaBywania midzy realnymi czstkami. Centrum pola siB jest w µj)/(kT)).Jest to tzw statystyka Boltzmana wzór na [redni liczb poziomem Fermiego. jest gsto[ci prawdopodobieDstwa znajdowania si czstki w danym [rodku masy czstek realnych, a samo pole musi mie ksztaBt doBu czstek w stanie kwantowym. miejscu tzn. |¨|2dxdy jest prawd. przebywania czstki w objto[ci. Z energii potencjalnej. A wic ka|da czstka bdzie na ogóB mas warunku, |e czstka gdzie[ jest na pewno wynika warunek zredukowan. Je|eli ukBadem jest jdro i elektron kr|cy wokóB 63. DRUGA ZASADA TERMODYNAMIKI. 69.STATYSTYKI KWANTOWE unormowania funkcji: +"+"+"(-" +")¨¨*dxdydz=1. Je|eli wiele niego, to mas zredukowan jest elektron, a jdro jest w centrum siBy. 1) prawa stanowice podstaw termodynamiki, formuBowane na wiele Statystyki to srednie obsadzenie stanów n=ni/gi, gdzie ni to liczba identycznych czstek opisuje jedna funkcja falowa, wtedy gsto[ Je|eli ukBadem s dwa identyczne atomy przycigajce si i ró|nych sposobów. I zasada termodynamiki jest prawem czstek w stanach o energi ei, a gi to waga statyczna lub stopien czstek jest wprost proporcjonalna do ¨¨*, np. foton. Gsto[ energii tworzce czsteczk, to masa zredukowana jest równa poBowie masy zachowania energii dla ukBadów termodynamicznych; wg tego prawa, zdegenerowania poziomu energii ei. promieniowania jest wprost proporcjonalna do gsto[ci fotonów. Tak jednego atomu i chwilowe poBo|enia atomów s równe ±r/2; r- je[li nie wystpuje transport masy, przyrost energii wewn. "U ukBadu Ostatecznie statystyka Fermiego-Diraca (F-D) opisujca fermiony ma wic,nat|enie fali [wietlnej wprost propor. do gsto[ci fotonów czyli poBo|enie masy zredukowanej od centrum siBy. Najprostszym w dowolnym procesie jest równy sumie ilo[ci ciepBa Q, posta: nf=1/(e(e-ni)/kT+1). Statystyka ta odgrywa wazna role w opisie do |¨|2. Promieniowanie mo|na te| opisa fal elektromagnetyczn. przypadkiem do liczenia jest tzw. nieskoDczona studnia potencjaBu. doprowadzonego do ukBadu, oraz pracy A , wykonanej nad ukBadem elektronów przewodnicstwa w metalu i elektronow w atomie. W tej Wtedy nat|enie promieniowania wyra|a si przez kwadrat moduBu U=0 w 0<x<L oraz U d|y do nieskoDcz. dla x<0 i L>0. Czstka nie w czasie tego procesu: " U = Q + A. We wspóBcz. ujciu fali. Czyli funkcja opisujca fal [wietln jest wprost proporcjonalna do mo|e wic by w obszarach x<0 i x>L tzn. ¨=0. Natomiast w termodynamiki I zasad termodynamiki traktuje si jako postulat statystyce przyjeBo si nazywac potencjal chemiczny poziomem Fermiego. Aatwo podsumwac, ze w zerze bezwzglednym obsadzenie funkcji wBasnej fotonu. RYSUNEK: {wyglda mniej wicej tak: ¦<¦>¦ obszarze studni tzn. 0<x<L równanie Schrodingera ma posta ("2 istnienia energii wewn.; z I zasady termodynamiki wynika niemo|no[ stanow jest rowne jeden dla wszystkich energii nizszych od poziomu pierwsza [cianka ze szczelin S, za szczeliny wychodz dwa ¨/"x2)+k2¨=0, k2=2mE/h2. Rozwizanie ogólne: ¨=A*exp(ikx)+b*exp(- zbudowania ’! perpetuum mobile pierwszego rodzaju. promienie r z indeksem S1 dochodzi do szczeliny 1 w drugiej [ciance, ikx). Poniewa| w miejscach x=0 x=L energia potencjalna d|y do 2) II zasada termodynamiki okre[la nieodwracalno[ procesów Fermiego czastki i rowne zero dla wyzszych. Druga statystyka Bisego- r z indeksem S2 do szczeliny 2; ze szczelin 1 i 2 wychodz promienie nieskoDczono[ci, funkcja wBasna czstki musi by równa zero. W tych makroskopowych przebiegajcych ze skoDczon prdko[ci. W Einstaina (B-E) opisujaca bozony: nb=1/(e(e-ni)/kT-1). W tej statystyce potencjaB chemiczny nie mo|e by dodatni.. We wzorach n jest odpowiednio r1, r2 i dochodz do szczeliny p w trzeciej [ciance.} miejscach nie ma zastosowania warunek cigBo[ci pierwszej sformuBowaniu W. Thomsona (1851) zasada ta brzmi: jest niemo|liwe srednia liczba czastek w jednym stanie kwantowym, którego energia Szczelina S jest zródBem czstek o okre[lonej energii E i pdzie p pobieranie ciepBa tylko z jednego zródBa (termostatu) oraz zamiana go pochodnej funkcji ¨. Mamy A+B=0. Std ¨=2A*isin(kx). wynosi e. emitowanych we wszystkich kierunkach. Funkcja wBasna czstki na prac bez wprowadzania innych zmian w ukBadzie i otoczeniu. We Rozwizanie równania Schrodingera mo|na szuka w postaci ró|nej Ka|dy ukBad fizyczny w stanie równowagi ma najni|sz z mo|liwych przechodzcej od szczeliny S do 1 jest równa:¨(S’! wspóBcz. termodynamice II zasad termodynamiki formuBuje si jako od fal biegncych tzn. wyrazów typu exp(±ikx). Racjonalne jest 1)=A*exp[(i/h)(p*rs1 -Et)]. Kwadrat moduBu A2 jest prawo wzrostu ’! entropii : w ukBadzie odosobnionym wszystkie energii.W atomie elektrony rozBo|one s na ró|nych rozwizanie ogólne ¨=A*sin(kx)+B*cos(kx) (A,B-dowolne staBe). Z podpoziomach.Spraw t wyja[niB Pauli. SformuBowaB on prawo prawdopodobieDstwem takiego przej[cia. Mo|emy te| okre[li procesy zachodz w taki sposób, |e entropia ukBadu wzrasta; z II warunku ¨(x=0)=0 mamy szczególne rozwizanie B=0 i ¨=A*sin(kx). amplitud prawdopodobieDstwa przej[cia czstki od S przez szczelin zasady termodynamiki wynika niemo|no[ zbudowania perpetuum (Zakaz Pauliego),które mówi,|e w atomie nie mo|e by wicej ni| Gdy ¨(x=L)=0 otrzymujemy, |e wektor fazowy k nie mo|e mie jeden elektron w jednym stanie kwantowym.Uogólniajc to prawo 1 do P: ¨(S’!1’!-P)=¨(S’!1)¨(1’!P) z prawdopodobieDstwa mobile drugiego rodzaju. dowolnych warto[ci, a tylko takie aby kn =(À/L)*n tj, pd: pn*L=(h/2)*n otrzymamy tzw.statystyki kwantowe.Czstki elementarne dzielimy na |¨(S’!1’!P)|2=|¨(S’!1)|2|¨(1’!P)|2. A teraz druga wBasno[. Niech 3) III zasada termodynamiki, tzw. zasada Nernsta Plancka mówi, n=1,2,3..(n-liczba kwantowa). Jest to charakterystyczny warunek dla dwie grupy ze wzgldu na warto[ spinu.Czstki ze spinem bdzie szczelina 2. Analogicznie mo|na wyrazi amplitud |e entropia ciaBa zbli|a si do zera, gdy temperatura tego ciaBa zbli|a fali stojcej. Dozwolone stany kwantowe czstki i jej funkcje wBasne poBówkowym s=1/2(elektron,proton,neutron) nazywane s prawdopod. ¨(S’!2’!P). CaBkowita amplituda prawdopod. wynosi si do zera bezwzgldnego; pierwotnie sformuBowana 1906 przez fermionami.Cech charakterystyczn tej grupy jest zasada,|e w s dyskretne ¨n =An *sin(kn *x). Z warunku unormowania +"{0 L} W.H. Nernsta; ostateczn posta nadaB jej 1912 M. Planck; wynika ¨(S’!P)=¨(S’!1’!P)+ ¨(S’!2’!P), a prawdopodobieDstwo ¨n2dx=1 otrzymujemy A=sqrt(2/L). Energie czstki w dozwolonych ukBadzie,w jednym stanie kwantowym mo|e by co najwy|ej jedna z niej niemo|no[ osignicia zera bezwzgldnego. analogicznie. Je|eli stan czstki jest sum kilku podstanów, to funkcja czstka danego rodzaju.Czstki ze spinem caBkowitym tworz drug stanach s równe En =(h2*À2*n2)/2mL2 . W przypadku prostoktnej wBasna czstki nie jest równa sumie prawdopod. czstkowych, ale jest Niekiedy do zasady termodynamiki zalicza si tzw. zerow zasad grup (foton=1,mezon s=0).S nazywane bozonami.Mog gromadzi studni potencjaBów interesuje nas tak|e rozwizanie w postaci fal równe kwadratowi moduBu sum amplitud prawdopod.. W wyniku termodynamiki, w my[l której dwa ciaBa znajdujce si si w jednym stanie kwantowym w dowolnej ilo[ci i im wicej jest biegncych. Chodzi o sytuacj: molekuBy gazu w naczyniach o w równowadze cieplnej z trzecim ciaBem s tak|e w równowadze mo|emy mie efekty interferencyjne ¨(S’!1’!-P)=A1'exp[(i/h)(p*rs1  czstek w jednym stanie tym wiksze jest prawdopodobieDstwo wymiarach L3 lub elektronu przewodnictwa w metalu. Model nie cieplnej midzy sob; z zasady tej wynika, |e warunkiem równowagi Et1 )]*A1''exp[(i/h)(p*r1  Et1  )] oraz ¨(S’!2’!P)=A2'exp[(i/h)(p*rs2 skoDczonej studni potencjaBu jest bardzo bliski, ale trudno w tych przej[cia do tego stanu innych czstek.Je|eli liczba czstek jest du|o cieplnej ukBadu fiz. jest równo[ temperatury wszystkich ciaB mniejsza od liczby dozwolonych stanów kwantowych to i tak zajcie Et2 )]*A2''exp[(i/h)(p*r2  Et2  )] Czasy t i amplitudy A s odstpami przypadkach pogodzi si z modelem fali stojcej. Rozwizanie mo|e nale|cych do tego ukBadu. IV zasada termodynamiki jest czasami czasów i amplitudami w trakcie przebywania przez czstk ró|nych pojedynczego stanu przez wicej ni| jedn czstk jest maBo wyglda ¨n =An *exp(ixkn ). Warunki brzegowe okre[la si tak, by nazywana zasad ’! Onsagera. odcinków dróg: t1'+t1''=: t2'+t2''. Przyjmujemy :rs1= rs2= rs A1'A1''= prawdopodobne.Gdy liczba czstek jest porównywalne z liczb rozwizanie byBo w peBni okresowe. W fali biegncej wszystko dozwolonych stanów kwantowych mówimy o gazie zdegenerowanym i A2'A2''=A; dlatego: ¨(S’!P)=A*exp(i/h)(p*rs-Et) powtarza si w przestrzeni i odstpach » i dlatego w studni musi 64. POMPA CIEPLNA. trzeba wtedy uwzgldni specyficzne prawa jakimi rzdz si fermiony *exp(i/h)p*r1*[1+exp(i/h)p*(r2 r1), a prawdopodobieDstwo si mie[ci caBkowita wielokrotno[ dBugo[ci fali kn =2À/L; pn*L=hn POMPA CIEPLNA, pompa ciepBa, pompa grzejna, urzdzenie do i bozony.Wzory na [redni liczb nj czstek w okre[lonym stanie |¨(S’!P)|2=A2*[2+exp(i/h)p*(r2 r1)+exp-(i/h)p*(r2 r1)], oznaczajc n=±1,±2... W przestrzeni pdów ilo[c dozwolonych stanów kwantowym j,czyli tzw statystyki kwantowe (otrzymujemy je okre[lajc przenoszenia ciepBa (analogicznie jak w obiegu chBodniczym, ’! skwantowanych jest taka sama jak wy|ej omawianych przypadków. p/h=2À/»=k; r2 r1="r po przeksztaBceniach entropi w podanym wy|ej przypadku i uwzgldniajc warunek termodynamiczny obieg) ze zródBa o ni|szej temperaturze (np. Rozwizanie dla fal biegncych w trzech wymiarach: ¨=¨x*¨y*¨z |¨(S’!P)|2=2A2[1+cos(k*"r)=4A2 cos2(k*"r/2). RozkBad prawdopod. maksimum entropii w równowadze termodynamicznej): a) fermiony powietrza zewn., wody jeziora, gruntu) do o[rodka o wy|szej ,E=suma E z indeksami jak wy|ej; p2 =h2 *k2 =suma p z indeksami jak trafienia czstki w ró|ne miejsca ekranu jest interferencyjny. temperaturze (np. mieszkania); rozró|nia si pompy cieplne (statystyka Fermiego-Diraca) nF=1/(exp((µ-µ)/(kT))+1);b)bozony wy|ej. spr|arkowe (pobierajce energi mech.) i absorpcyjne (pobierajce (statystyka Bosego-Einsteina) nB=1/(exp((µ-µ)/(kT))-1); µj-energia 57. ZASADA NIEOZNACZONOZCI HEISENBERGA ciepBo); pompy cieplne stosuje si do ogrzewania jednego o[rodka czstki ij-tym stanie kwantowym; F,µ-potencjaB chemiczny czstek(F- 60. GESTOZ STANÓW KWANTOWYCH jedno z podstawowych twierdzeD mechaniki kwantowej; gBosi, |e nie przy równoczesnym chBodzeniu innego (np. w klimatyzacji, destylacji energia Fermiego).Gdy (µ-µ) s du|o wiksze od kT jedynki w UkBad skBadajcy si z nieruchomego jdra o Badunku Ze (liczba wody, ogrzewaniu mieszkaD). Zastosowanie pompy cieplnej pozwala mianowniku mo|na pomin we wzorach i oba przechodz w mo|na z dowoln dokBadno[ci okre[li jednocze[nie warto[ci par caBkowita) i poruszajcego si wokóB niego elektronu dla Z >1 wykorzysta ’! ciepBo odpadowe. Pierwsze informacje na temat statystyk Boltzmana. µ musi by wielko[ci ujemn lub co najwy|ej pewnych wielko[ci fiz. charakteryzujcych ukBad, do którego opisu nazywamy jonem wodoropodobnym, dla Z=1 stanowi on atom wodoru. stosuje si mechanik kwantow; parami takimi s np. poBo|enie i pd mo|liwo[ci u|ycia pomp cieplnych do ogrzewania podaB W. =0.Gdy µ=0 zmiana liczby czstek nie zmienia warto[ci potencjaBu czstki, energia E i czas t, w którym energia ta zostaBa zmierzona; Energia potencjalna elektronu U=(-2e2)/(4 µor),gdzie r-odlegBo[ Thompson. Obecnie na [wiecie eksploatuje si ponad kilkadziesit termodynamicznego Gibbsa, który w równowadze termodynamicznej najmniejszy mo|liwy iloczyn niepewno[ci w wyznaczaniu takich elektronu od jdra.Zatem równanie Schrödingera ma posta :"2¨ milionów pomp cieplnych. jest we wszystkich cz[ciach ukBadu taki sam. Dlatego nie obowizuje wielko[ci nie mo|e by mniejszy ni| = h/2À, a wic " x"p e" ( x  +{2m/h2 }*(E+2e2 /(4 µor))¨=0. Pole,w którym porusza si elektron zasada zachowania liczby czstek takiego rodzaju. wspóBrz. poBo|enia, p  odpowiadajca jej skBadowa pdu, h  staBa jest polem centralnym. PosBugujc si sferycznym ukBadem 65. STATYSTYCZNY OPIS RÓWNOWAGI Plancka) i "E" t e" ; zasada nieokre[lono[ci Heisenberga jest wspóBrzdnych(r,Ñ,Õ).Korzystajc z operatora Laplace'a dla TERMODYNAMICZNEJ 70.71. RUCH CIEPLNY. FLUKTUACJE CIEPLNE. wyrazem ’! dualizmu falowo-korpuskularnego. wspóBrzdnych sferycznych otrzymujemy :1/r2*[d/dr](r2[dÕ/dr])+r/(r2sinÑ Je|eli mamy N molekuB,z których ka|da ma i stopni swobody i Fluktuacje cieplne. W 1827 biolog Brown wykryB pod mikroskopem Amplituda prawdopodobieDstwa czstki ¨ o energii E i pdzie p [d/dÑ])(sin[Ñ[dÕ/dÑ])+1/(r2sin2Ñ)*[d2Õ/dÕ2]+2me/h2*(E+ 2e2/(4 µor))r=0 znajduj si one w stanie równowagi termodynamicznej bo liczba ruchy mikroskopijnych obiektów zawieszonych w wodzie, które poruszajcej si prostoliniowo wzdBó| osi OX wyra|ona jest wzorem równanie ma rozwizanie jednoznaczne ,skoDczone i cigBe dla : mikrostanów caBego ukBadu o energiach mniejszych od U=µiN jest przypominaBy ruchy mikroskopijnych organizmów |ywych. Dopiero ¨=A*exp[i(kx-É*t)]. Poniewa| A jest wielko[ci staB, to ¨¨*=A2 w a.)E>0 ,gdy elektron przelatuje w pobli|u jdra i oddala si ponownie równa ¦(U)=ÕiN ,U-energia wewn ukB.Liczba ¦(U) jest bardzo Einstein i polski fizyk Smoluchowski wytBumaczyli to zjawisko w obszarze od -" do +" PoBo|enie czstki znajduje si w przedziale od do ". b.)dla dyskretnych ujemnych warto[ci En=-moe42Z/(32 2µ du|a,je[li np.obran osi jest skala energii ukBadu to poziomy energii 1905.ByBy to po prostu ruchy cieplne mikropyBku. Prawa tego ruchu s 2 2 -" do +" Mo|na sobie wyobrazi |e funkcja falowa ¨ opisujca oh n2. Funkcje wBasne tego równania zawieraj trzy parametry stanów kwantowych caBego ukBadu byByby uBo|one niesBychanie identyczne jak pojedynczej molekuBy gazowej. PyBek taki realn czstk winna by zlokalizowana w przestrzeni podobnie jak bdce liczbami caBkowitymi(n,l,m).Opis n-liczba kwantowa gBówna gsto.OdlegBo[ci midzy tymi poziomami byBaby du|o mniejsza od bombardowany z ró|nych stron molekuBami gazu wykonuje mo|liwe poBo|enie czstki jest wicej lub mniej zlokalizowane. Na n=1,2,3,...," ,zwizana z energi na orbicie ; l-liczba kwantowa nieokre[lono[ci dU energii wewntrznej ukBadu. Za liczb stanów chaotyczne przesunicia podobnie jak pojedyncza molekuBa. Jego danym przykBadzie czstka porusza si w kierunku osi X z prdko[ci poboczna(azymutalna lub orbitalna)zwizana z momentem pdu na [rednia energia ruchu wynosi (3*K*t)/2,a [redni kwadrat przesunicia kwantowych &! ukBadu mo|emy wtedy przyj liczb stanów V. Funkcja falowa ma posta jak na rysunku (2) a to jest paczka orbicie i ksztaBtem elipsy l=0,1,2,...,n-1 ; m-magnetyczna liczba kwantowych ukBadu w przedziale naturalnego rozmycia energii ukBadu x2=(k*T*t)/(3À·r).Wzór ten poprawnie opisuje wyniki obserwacji falowa. Ostatni wykres przedstawia gsto[ prawdopodobieDstwa kwantowa m=-l,(-l+1),...,0,...,+l zwizana z rzutem momentu pdu na ruchów Browna. Ruchy B. s jednym z przykBadów tzw. fluktuacji dU: &!(U)=("¦/"U)*´U=ÕiN-1(dÕ/dµ)´U lub ln&!(U)=iN*lnÕ; Je|eli W jest znajdowania si czstki w danym miejscu. Sprawdzajc koncepcj orbicie na kierunek pola magnetycznego. Ka|da kombinacja cieplnych zwanych te| szumami cieplnymi. Ograniczaj one w sposób prawdopodobieDstwem okre[lonego stanu makroskopowego ukBadu to paczki falowej ze wzgldu na prdko[ mamy: Vfaz =É/k=E/p. Je|eli dozwolonych liczb kwantowych n,l,m jest zbiorem jakby dozwolonych naturalny czuBo[ przyrzdów pomiarowych. Ka|dy przyrzd jest ono równe W=&!/&!t ,gdzie &!-odpowiadajca danemu stanowi E=p2/2m to Vfaz=V/2, gdy E=mc2 to Vfaz=c2/V. Prdko[ grupowa wspóBrzdnych elektronu w atomie i okre[la dozwolony stan kwantowy mechaniczny charakteryzuje si staB spr|ysto[ci ukBadu ±.Poniewa| liczba stanów kwantowych,a &!t -wszystkie mo|liwe stany kwantowe paczki falowej wynosi Vgr=d É/dk=dE/dp=V. Czyli rzeczywi[cie funkcje elektronu w atomie(atom wodoru mo|e mie jedn i t sam warto[ zmniejszanie spr|ysto[ci ± ukBadu ma swoje granice z uwagi na danego ukBadu w okre[lonych warunkach.Stan równowagi falowe realnych czstek s paczkami falowymi. Uwzgldniajc energii znajdujc si w kilku ró|nych stanach; w atomie nie mog górny zakres przyrzdu i jego bezwBadno[ czasow, czuBo[ mo|emy termodynamicznej jest stanem dla którego W osiga maksimum. zwizek pdu z wektorem falowym i czstotliwo[ci z energi mamy istnie dwa elektrony o jednakowych wszystkich czterech liczbach zwiksza przez obni|anie temperatury. W praktyce problem szumów Je|eli mamy dwa ukBady:ukBad A o energii U i ukBad A' o energii U' to "x*"px>=h; "t*"E>=h. Zale|no[ci te nazywane s zasadami kwantowych). Elektron posiada te| wBasny moment pdu Ks ukBady razem wzite tworz ukBad A^ o energii U^=U+U' odizolowany cieplnych wystpuje w miernikach elektronicznych, w których tylko nieoznaczno[ci Heissenberga(1930). Dla trzech wymiarów mamy nazywany momentem spinowym lub krótko spinem: szumy cieplne ograniczaj czuBo[ przyrzdów. Ich zródBem s od zewntrznych wpBywów tzn. U^ i &!t + s wielko[ciami staBymi. "y*"py>=h; "z*"pz>=h; px py pz- skBadowe pdu. Im czstka, a wic i Ks=hsqrt(1/2(1/2+1)). Ka|dy rodzaj czsteczek ma swój drgania cieplne jonów w sieci krystalicznej i ruchy cieplne elektronów PrawdopodobieDstwo |e ukBad A ma energi U jest dane wzorem funkcja wBasna lepiej zlokalizowana w przestrzeni tym skBada si na charakterystyczny spin (s). Tak wic czwart liczb kwantow przewodnictwa w przewodach elektrycznych, oporach i innych W(U)= &!(u)^/&!t^=const*&!^(U), gdzie &!^(U)-liczba stanów kwantowych ni szersze widmo pdów co oznacza,|e pd czstki ma okre[lon okre[lajc stan elektronu w atomie jest spin s=±1/2 ,która zwizana elementach obwodów elektrycznych. Powoduje to powstawanie caBego ukBadu A^. Równanie to mo|emy przeksztaBci do postaci: nieoznaczono[. Tak|e im czas trwania "t czstki jest krótszy tym jest z rzutem spinu elektronu na kierunek pola. Moment pdu orbitalny "szumowych" krótkotrwaBych impulsów napicia w ksztaBcie "szpilek". lnW(U)=const+ln&!U)+ln&!'(U^-U). Stanowi równowagi wiksze jest rozmycie (nieoznaczono[) energii czstki. Zasady KL elektronu i spinowy Ks okre[laj caBkowity moment pdu Kj=KL+Ks. Napicie szumów mo|na uwa|a za zbiór przebiegów harmonicznych termodynamicznej odpowiada maksimum W: "(lnW)/"U=0. 3 o wszystkich czstotliwo[ciach od oscylatorów elektrycznych c2*(M(Z,N)-M(Z-1,N+1))=2*m*c2 + Ebeta. Je|eli ró|nica mas jdra drgajcych cieplnie. Poniewa| energia drgaD cieplnych jest kT, taka pocztkowego i koDcowego nie jest wiksza od dwu mas elektronu to sama energia jest przekazywana w jednostce czasu, a je|eli ukBad rozpad jest niemo|liwy. Trzeci z rozpadów, wychwyt K jest procesem elektryczny przenosi pasmo czstotliwo[ci "v to tyle jest oscylatorów. konkurencyjnym w stosunku do beta+. Polega on na tym, |e jeden z elektronów powBoki K w atomie (rzadziej z powBoki L) jest Moc szumów cieplnych Psz jest równa Psz=K*t*"v. Wystpuje tak|e wychwytywany przez proton w jdrze i przebiega reakcja e- + p ->n + ruch cieplny rotacyjny. MolekuBy wykonuj chaotyczne obroty. ve. Ostatecznie z jdra wylatyje tylko neutrino. W wychwycie K Zale|no[ na [redni warto[ sinusa wypadkowego kta obrotu Å w (równie| beta+) nowe jdro ma liczb atomow o jeden mniejsz od czasie t: sin2Å=(2/3 )*(1-e^(-6Drot*t)), Drot - wsp. dyfuzji w ruchu jdra wyj[ciowego. Je|eli ró|nica mas jdra pocztkowego i obrotowym. Gdy czas jest du|y wtedy sin2Å=2/3. Dla 6Drot"t<<1 koDcowego nie jest wiksza od dwu mas elektronu, mo|liwy jest tylko sin2Å<=1 i "Å2=4Drot*t. Je|eli molekuBa jest dipolem elektrycznym, to wychwyt K, bo w tym rozpadzie c2*(M(Z,N)-M(Z-a,N+1))=Ek. Poniewa| zewntrzne pole el. wymusza orientacj dipoli w kierunku pola, a to w rozpadach beta- i beta+ jdro pocztkowe rozpada si na trzy wi|e si z polaryzacj P o[rodka. Polaryzacja P jest wprost fragmenty-jdro koDcowe, czstk beta i neutrino, ze wzgldu na proporcjonalna do zgodnej orientacji wszystkich dipoli. Gdy zbilansowanie energii kinetycznych i pdów rozbiegajcych si polaryzacja wynosiBa P, a w czasie "t nastpuje [rednio obrót dipoli o czstek widmo energii czstki beta jest cigBe od zera do Ebeta. W kt "Å to nowa warto[ polaryzacji od warto[ci p. maleje do Pcos("Å) wychwycie K emitowane jest tylko neutrino bardzo trudno czyli jego zmiana wynosi dP=-P*(1-cos("Å))=-2*Drot*P*"t; 2*Drot=1/Ä; rejestrowalne, na szcz[cie wystpuje wtórny efekt. Po wychwycie P=P0*e^(-t/Ä). Ä-czas relaksacji dipolowej a caBe zjawisko zwane jest elektronu z powBoki K lub L nastpuje przeskok na zwolnione miejsce relaksacj dipolow. WedBug wzoru Stokesa moment siBy oporu Mop elektronu z wy|szej powBoki i emitowany jest kwant promieniowania kulki o promieniu r obracajcej si z prdko[ci ktow à w o[rodku o rentgenowskiego charakterystycznego. wspóBczynnik lepko[ci · jest równy Mop=8 ·r3Ã; Drot=kT/(8 ·r3); PROMIENIOTWÓRCZY ROZPAD, przemiana promieniotwórcza, Ä=(8 ·r3)/(2kT). promieniotwórczo[, radioaktywno[, samorzutna przemiana jdra atom., której towarzyszy emisja promieniowania jdrowego. 72. ENERGIA WIZANIA JDER ATOMOWYCH. Emitowan czstk promieniowania mog by: foton (rozpad ³), ENERGIA WIZANIA, energia, jak trzeba dostarczy ukBadowi fiz. elektron lub para elektron pozyton (konwersja wewn.), elektron lub (np. czsteczce, jdru atom.), aby rozdzieli go na poszczególne pozyton i antyneutrino lub neutrino (rozpad ²), nukleon lub jdro skBadniki. Wielko[ e.w. wskazuje, jak silnie jest zwizany ukBad, (rozpad protonowy, rozpad ±, rozpad egzotyczny, rozszczepienie). a tym samym jak jest on trwaBy  zale|y ona od rodzaju siB Tylko w jednym z powy|szych przypadków czstka (elektron konwersji powodujcych wizanie; e.w. atomów w czsteczce (wizanie chem., wewntrznej) jest emitowana nie bezpo[rednio z jdra, lecz z powBoki siBy elektrostat.) jest stosunkowo maBa, rzdu eV; e.w. nukleonów elektronowej. W wyniku emisji z jdra AZX (A  liczba masowa równa w jdrze atom. (siBy jdr.) jest du|a, rzdu MeV (od kilku MeV dla liczbie nukleonów w jdrze, Z  liczba porzdkowa równa liczbie najl|ejszych jder, do ponad tysica MeV dla jder ci|kich). E.w. protonów w jdrze) elektronu powstaje jdro AZ+1X, pozytonu  jdro A ukBadów fiz. decyduje o przebiegu procesów, w których one wystpuj; X, wychwytu elektronu  równie| jdro AZ-1X, rozpadu protonowego Z-1 np. e.w. poszczególnych jder decyduje o przebiegu ró|nych  jdro A-1 Z-1X, za[ rozpadu ±  jdro A-4 Z-2X. Rozpad procesów jdr., zwB. procesów, na których opiera si obecna promieniotwórczy mo|e zachodzi na skutek oddziaBywania sBabego, (rozszczepienie jder) i przyszBa (synteza jder) energetyka jdrowa. elektromagnet. lub silnego. Rozpad promieniotwórczy jest procesem E.w. ukBadu jest proporcjonalna do niedoboru masy m tego ukBadu statystycznym. Istnieje okre[lone prawdopodobieDstwo równe » (» i zgodnie z relatywistycznym zwizkiem midzy mas a energi staBa rozpadu, charakterystyczna dla danego jdra i stanu, w którym wyra|a si wzorem: E = mc2 (c  prdko[ [wiatBa w pró|ni). si ono znajduje), |e jdro rozpadnie si w jednostkowym czasie. Prowadzi to do wykBadniczego prawa rozpadu: N(t) = N0e »t, gdzie N(t) 73. SYTUACJA ENERGETYCZNA NUKLEONÓW W i N0  odpowiednio liczba jder promieniotwórczych w chwili t oraz JDRZE. w chwili pocztkowej t = 0. Obecnie jest znanych ponad 1800 ró|nych W kropli cieczy z uwagi na bliski zasig siB Van der Waalsa nuklidów promieniotwórczych, w tym tylko ok. 50 wystpuje w sposób przycigania midzy molekuBami gsto[ kropli jest staBa-niezale|na naturalny w przyrodzie (promieniotwórczo[ naturalna; ’! od rozmiarów kropli oraz energia wizania przypadajca na jedn promieniotwórcze rodziny); pozostaBe s wytwarzane sztucznie molekuB jest te| staBa. Te cechy wystpuj w jdrze. W oparciu o w reakcjach jdrowych. Promieniotwórczo[ naturaln odkryB 1896 model kroplowy jdra, uwzgldniajcy dodatkowe specyficzne A.H. Becquerel, który stwierdziB, |e ró|ne zwizki uranu wywoBuj wBasno[ci jdra sformuBowano zale|no[ EW/A od A. Najpierw zaczernienie emulsji fot.; systematyczne badania tego zjawiska przyjmujemy, |e EW/A jest równa staBej a1. Nastpnie bdziemy podjte przez M. SkBodowsk-Curie i P. Curie doprowadziBy do wprowadza poprawki. Najpierw odejmujemy energi napicia stwierdzenia promieniotwórczo[ci toru i odkrycia 1898 nowych powierzchniowego a2*A-1/3, pózniej odejmujemy energi odpychania promieniotwórczych pierwiastków: polonu i radu. Dalsze prace nad elektrycznego protonów (a3*Z2)/A4/3. Kolejna poprawka polega na tym, promieniotwórczo[ci doprowadziBy do rozró|nienia 3 skBadowych |e energia wizania jest najwiksza, gdy liczba protonów jest równa promieniowania: ±, ² i ³ (E. Rutherford, P. Villard i in.) oraz ich liczbie neutronów, w przeciwnym wypadku energia jest mniejsza. identyfikacji (Becquerel, S.T. Meyer, E. von Schweidler, Rutherford, T. Wic musimy odj a4*((N-Z)/A)2. Ostatnia poprawka uwzgldnia Royds), a nastpnie do stwierdzenia, |e zanik aktywno[ci substancji prawidBowo[, która przedstawia liczby stabilnych jder w zale|no[ci promieniotwórczej w czasie ma charakter wykBadniczy (Rutherford, F. od parzystych i nieparzystych warto[ci Z i N. Poprawka ma form Soddy). Sztuczn promieniotwórczo[ (²+) odkryli 1934 I. Joliot-Curie a5*´/A ,gdzie ´=+1 gdy nieparzyste,nieparzyste ´=0 gdzy i F.J. Joliot-Curie. nieprzyste,parzyste ´=-1 gdzy parzyste, parzyste. Warto[ci staBych a1..a5 dobrano tak, aby wzór najlepiej opisywaB zale|no[ 76. REAKCJE JDROWE ROZSZCZEPIENIA empiryczn, a wic ostatecznie Ew/A [MeV]=14-13*1A-1/3-0.6(Z2)/A4/3- W roku 1939 wykryto zjawisko rozszczepienia jder uranu 19((N-Z)/A)2-130´/A .Mo|na zauwa|y maksima tej zale|no[ci dla bombardowanych neutronami. Rozszczepiaj si niektóre ci|kie warto[ci Z i N równych 2,8,20,28,50,82,126 s to tzw liczby magiczne. izotopy po pochBoniciu neutronu. Rezultatem rozszczepienia s dwa Wida, |e objto[ jdra jest doBem energii potencjalnej dla fragmenty ze [rodka tablicy pierwiastków. PowstaBe fragmenty s na nukleonów. Na zewntrz protony s odpychane, neutrony nie. ogóB radioaktywne. Poniewa| [rednio energia wizania jder ze Wysoko[ Uc(R) ro[nie ze wzrostem jdra. Wewntzr jdra nukleony [rodka tablicy pierwiastków jest o 1 MeV/nukleon wiksza od jder mog przebywa w stanach kwantowych z okre[lonymi ci|kich wyzwolona jest energia okoBo 200 MeV. Mechanizm skwantowanymi warto[ciami energii kinetycznej. Neutrony i protony w rozszczepienia: Jdro po pochBoniciu neutronu jest wzbudzone o stanie podstawowym jdra zajm wszystkie mo|liwe najni|sze stany okoBo 5 lub wicej MeV. Wzbudzona kropla materii jdrowej pulsuje. energetyczne a| do poziomu energii Fermiego Ef, której warto[ W procesie tym wydBu|enie ksztaBtu jdra dziki efektowi tunelowemu mo|na wyrazi Ef=h2/(2*M)*((3/8)*N1/ )2/3 gdzie M-masa neutronu lub mo|e by tak du|e , |e siBy odpychania kulombowskiego midzy protonu,N1-gsto[ nukleonów N1=Z/((4/3)*P*r03*A) dla protonów oraz dwoma fragmentami , na które mo|na wtedy podzieli jdro , w miejsce Z jest N dla neutronów. Nukleony mog znalez si w przewy|sz siBy przycigania jdrowego, które s bliskiego zasigu. W stanach o energii kinetycznej wikszej od Ef mówimy wówczas o aktach rozszczepienia wa|n okoliczno[ci jest powstanie neutronów. wzbudzeniu energetycznym jdra. Ta okoliczno[ umo|liwia reakcj lawinow , bdc podstaw Drugim modelem jdra atomowego jest model powBokowy. Istnienie wyzwalania energii jdrowej. Ci|kie jdra rozszczepiaj si te| liczb magicznych, tj. liczb protonów i neutronów, którym odpowiada samorzutnie. Mechanizm procesu jest taki sam jak rozszczepienia wyjtkowo du|a energia wizania oraz ksztaBt kulisty przywodz na pod wpBywem neutronów, tylko prawdopodobieDstwa s du|o my[l analogi z atomami gazów szlachetnych w których wystpuj mniejsze, poniewa| bariera energii potencjalnej w pierwszym etapie zamknite powBoki elektronowe. Promieniowanie gamma jder ma rozdzielenia fragmentów jest du|o wiksza z powodu braku widmo liniowe, charakterystyczne dla danego rodzaju jder. Dowodzi wzbudzenia. to istnienia dyskretnych stanów wzbudzonych jder. A wic protony i neutrony w jdrze s w stanach kwantowych analogicznie jak 77. NAJWA{NIEJSZE NATURALNE elektrony w atomie. Model powBokowy ruchu protonów i neutronów nie RADIOIZOTOPY I ICH CHARAKTERYSTYKA jest sprzeczny z modelem kroplowym. Radioizotopy wystpujce naturalnie na Ziemi albo maj tak dBugie póBokresy rozpadu , |e nie rozpadBy si caBkowicie od pocztków Ziemi 74.75. MODEL ROZPADU ALFA JDRA , albo s stale produkowane. Najwa|niejsze dBugo|yciowe ATOMOWEGO; CHARAKTERYSTYKA I WARUNKI radioizotopy wystpujce na Ziemi to: (legenda:p[%]-procent ENERGETYCZNE ROZPADÓW BETA zawarto[ci izotopu w pierwiastku, k[10-6]-[rednia koncentracja danego W przyrodzie wystpuj jdra nietrwaBe. Nazywamy je pierwiastka w litosferze, T1/2-póBokres rozpadu , A1- promieniotwórczymi jako, |e rozpadowi towarzyszy emisja czstek i radioaktywno[wBa[ciwa, n-liczba rozpadów w szeregu, r-rodzaj ewentualnie promieni gamma. Iloczyn »*"t gdzie »-staBa szybko[ rozpadu, pr-produkty rozpadu);232Th p-100 k-11,2 T1/2-1,41*1010 A1- rozpadu, jest prawdopodobieDstwem rozpadu w czasie dt pod 4,05 n-47 r-alfa,beta,gamma pr-208Pb+64He ; 238U p-99,27 k-3 T1/2- warunkiem, |e »*"t<=1. Zale|no[ N=N0*exp(-»*t) okre[la ilo[ 4,47*109 A1-12,4 n-14 r-alfa,beta,gamma pr-206Pb+84He ; 235 pozostajcych radioaktywnych atomów po czasie t. Czas, w którym U p-0,72 k-3 T1/2-7,04*108 A1-0,06 n-11 r-alfa,beta,gamma pr- 207 rozpada si poBowa atomów nazywamy póBokresem rozpadu i Pb+74He ; 40K p-0,0118 k-2,4*109 T1/2-1,29*109 A1-0,03 n-47 r- okre[lamy jako T1/2=ln(2/»). Wielko[ci charakteryzujc materiaB alfa,beta,gamma pr-40Ar, 40Ca ; jest tzw. radioaktywno[, czyli szybko[ rozpadów "N/"t gdzie "N- liczba rozpadów w czasie dt, jest ona równa "N/"t=»*N. Jednostk 78. PODSTAWY FIZYCZNE PRACY REAKTORA radioaktywno[ci jest 1Bq (bekerel). Rozpad promieniotwórczy jdra Opis ilo[ciowy kinetyki reakcji reaktora na neutronach powolnych jest jest zdarzeniem losowym. PrawdopodobieDstwo n rozpadów w czasie zBo|ony , bowiem oprócz zale|no[ci czasowo-przestrzennej gsto[ci t jest okre[lone rozkBadem Bernoulliego P(n,t)=(N0 nad n)*pn*(»- neutronów powolnych , wystpuje zale|no[ czasowo energetyczna p)^(N0-n) gdzie p=exp(-»*t). Je|eli »*t<=1 a tak jest bardzo czsto. to spowalnianych neutronów prdkich ujmowane w tzw. równanie wieku. rozkBad upraszcza si do rozkBadu Poissona P(n,t)=(not(n)^n*exp(- Te zBo|one równania dla stanu krytycznego ,tzn. k=1 stacjonarno[ci w not(n)))/n! (not(n)-n z kresk nad sob) gdzie not(n)=No*»*t jest czasie przeksztaBcaj si w dwa proste równania: "2n+B2n=0 , [redni liczb rozpadów w czasie t. Kwadrat [redniego odchylenia k=k"*(exp(-B2*Ä)/1+L2B2) Ä-wiek , L  dBugo[ dyfuzji neutronów ,B  standardowego rozpadów wynosi ´2=not(n). Je|eli not(n)>=30 rozkBad parametr. Rozwizaniem równaD jest przestrzenny rozkBad gsto[ci prawdopodobieDstwa Poissona mo|na zastpi rozkBadem Gaussa. neutronów termicznych. Ró|ne ksztaBty reaktora opisuj ró|ne RozkBad promieniotwórczy jdra jest wyrazem naturalnej tendencji równania, dziki którym mo|na doj[ do tzw. bilansu neutronów w osigania przez jdra minimalnej energii potencjalnej tj. najwikszej reaktorze. Analizowane s tu wszystkie mo|liwe wariant reakcji w energii wizania. których wystpuj neutrony. ROZPAD ALFA: S dwa sposoby rozpadu alfa . W rozpadzie alfa z jdra emitowana jest czstka skBadajca si z dwu protonów i dwu 79. BUDOWA REAKTORA I PARAMETRY PRACY neutronów 4 2 He (hel u góry cztery na dole dwa). Energia kinetyczna Podstawowe elementy budowy reaktora: paliwo,moderator,substancja czstki jest równa uBamkowi Mk/Mp caBkowitej energii wyzwolonej w chBodzca,reflektor,osBona betonowa,kanBy do na[wietlania. rozpadzie (Mk-max.koDcowa,Mp-pocztkowa). Czstka alfa w obszarze Zasadnicz cz[ci reaktora jest rdzeD reaktora , w którym znajduje jdra jest pod dziaBaniem siB przycigania, czyli jest w obszarze doBu si paliwo  sBabo wzbogacony w 235U uran, winno by w maBych energii potencjalnej, natomiast caBkowita energia czstki Ealfa jest rozmiarowo elementach, aby powstaBy neutrony prdkie nie miaBy dodatnia. Przyjmujemy, |e czstka jest zamknita w pudle o okazji reagowa z jdrami 238U i jak najszybciej znalazBy si w wymiarach 2*R i porusza si z prdko[ci v0 tak, |e odbija si od moderatorze. W moderatorze winny przebywa drog rzdu Lt i brzegów jdra, to przy ka|dym doj[ciu do brzegu jdra z spowolnione winny trafi na element paliwowy, aby w reakcji z 235U prawdopodobieDstwem równym przezroczysto[ci bariery T=exp{(- wywoBa rozszczepienie. Paliwo jest w formie cienkich prtów 2/h)*caBka od R0 do Rx z (sqr(2*mj*[U(r)-E]) dr)} (h-przekre[lone h) uBo|onych równolegle do pBaszczyzny rdzenia w równych czstka alfa mo|e wydosta si z jdra. Poniewa| próby takie odlegBo[ciach , w geometrii heksagonalnej. OdlegBo[ midzy prtami powtarzaj si w odtpach czasu 2*R0/v0, wic caBkowite jest kompromisem niezbdnej drogi spowalniania Lt i drogi prawdopodobieDstwo ucieczki czstki alfa z jdra w odstpie czasu dt pochBonicia L. Moderator  woda  kr|y w zamknitym obiegu jest T*v0*"t/(2*R0), a z definicji jest równa »*"t, wic » transportujc ciepBo do wymiennika ciepBa. W nastpnym obwodzie , w =T*v0/(2*R0)+(8/h)*sqr(exp(2)*mj*(Z-2)*R)-(2*  wytwornicy pary , wytwarzana jest para napdzajca turbin. Oprócz *exp(2)/h)*sqr(2*mj/Ealfa)*(Z-2) (h-przekre[lone h). W pierwszym prtów paliwowych s prty regulacyjne i awaryjne z materiaBów silnie wyrazie po prawej stronie wielko[ v0/(2*R0) maBo si zmienia dla pochBaniajcych neutrony powolne. Najcz[ciej u|ywane materiaBy to ró|nych jder i mo|emy przyj jej warto[ staB=1021 [1/s]. Drugi kadm i ind. wyraz z uwagi na (Z-2) jest równie| maBo zmienny i jego warto[ przyjmujemy 75. Podobnie w trzecim wyrazie zmienno[ (Z-2) mo|na 80. ODPADY PROMIENIOTWÓRCZE pomin. Wyraz ten mo|emy zapisa 340/(E/Mev)1/2. Ostatecznie Radioizotopy produkowane w reaktorze z rozszczepieD i reakcji z log(T1/2 s-1)=148/sqr(Ealfa/MeV)=53,6 (T1/2-T jedna druga).Jest to neutronami maj póBokresy rozpadu od ms do 106 lat. Ich zwizek midzy póBokresem a energi czstki alfa. niebezpieczeDstwo jest zró|nicowane. WedBug prrzyjtych zasad ROZPAD BETA. Ten sposób rozpadu jdra jest bardziej zBo|ony. postpowania z odpadami promieniotwórczymi paliwo Polega na przemianie jdrowej jednego z nukleonów w jdrze, w tzw. wyeksploatowane przechowuje si wstpnie w czasie od 1 do 3 lat w oddziaBywaniu sBabym jdrowym. Rozpad ten jest mo|liwy na trzy pobli|u reaktora , aby rozpadBy si wszystkie krótko|yciowe sposoby: beta-, beta+, wychwyt K. W pierwszym z nich jeden z radioizotopy. Ten etap nazywa si studzeniem odpadów. Po tym neutronów n rozpada si na proton p, elektron beta- i antuneutrino czasie transportuje si je do miejsca skBadowania lub przeróbki. W elektronowe ½e (½e-wektor ). Mo|na to wyrazi równaniem n-> p + wyniku przeróbki odzyskuje si 239Pu, 233U , które mo|na ponownie beta- + ½e. Czstki beta- i antyneutrino wylatuj z jdra. Masa wykorzysta. Odpady promieniotwórcze przechowuje si w zwartej i spoczynkowa neutrina jest=0, porusza si ono z prdko[ci [wiatBa, staBej konsystencji w szczelnych komorach specjalnie budowanych lub nie ma Badunku elektrycznego. OddziaBywanie neutrina z innymi adaptowanych. Od pocztku lat 90 prowadzi si badania ró|nych czstkami, lub ogólnie z materi jest bardzo sBabe. Dlatego czstka ta technik na[wietlania odpadów promieniotwórczych, w celu jest niezwykle przenikliwa i bardzo trudno j zarejestrowa. Oprócz przeksztaBcenia ich w paliwo , bdz w izotopy nieradioaktywne lub neutrin elektronowych istniej jeszcze neutrina mezonowe. W krótko |yjce. Pomimo wielu problemów z przechowywaniem i rozpadzie beta- ró|nica energii atomu pocztkowego M(Z,N)*c2 i zabezpieczaniem odpadów promieniotwórczych , nie ma wtpliwo[ci , koDcowego M(Z+1,N-1)*c2 jest rozdysponowana na energi |e energia jdrowa jest na obecnym poziomie techniki najczystsz kinetyczn elektronu beta- i energi neutrina. Aczna warto[ tych technologi produkcji energii na du| skal. energii jest energi rozpadu Ebeta. Atom koDcowy ma o jeden elektron wicej ni| atom pocztkowy, dlatego energia spoczynkowa powstaBego elektronu beta- jest uwzgldniona w bilansie energii. Dlatego energetyczny warunek rozpadu beta- jest nastpujcy c^2*(M(Z,N)-M(Z+1,N-1))=Ebeta. W rozpadzie beta+ proton rozpada si na neutron, pozyton i neutrino elektronowe p-> n + beta+ + ½e. Warunek energetycznu w rozpadzie beta+ (s dodatkowo dwa elektrony, not(e) z atomu i beta+ z jdra) (not(e)-e z kresk nad sob) 4

Wyszukiwarka