Форма-трафарет Садовая дорожка Заработок для студента Заказать диплом Cкачать контрольную Курсовые работы Репетиторы онлайн по любым предметам Выполнение дипломных, курсовых, контрольных работ Магазин студенческих работ Диссертации на заказ Заказать курсовую работу или скачать? Эссе на заказ Банк рефератов и курсовых Элементы квантовой механики Кинематика примеры задач Молекулярные спектры Электрические цепи постоянного и переменного тока Расчеты цепей постоянного и переменного тока Электрические цепи переменного тока Ядерные фотоэмульсии (1927; российский физик Л. В. Мысовский (1888—1939)) — это простейший трековый детектор заряженных частиц. Прохождение заряженной частицы в эмульсии вызывает ионизацию, приводящую к образованию центров скрытого изображения. После проявления следы заряженных частиц обнаруживаются в виде цепочки зерен металлического серебра. Taк как эмульсия — среда более плотная, чем газ или жидкость, используемые в вильсоновской и пузырьковой камерах, то при прочих равных условиях длина трека в эмульсии более короткая. Результирующий механический момент многоэлектронного атома.Как показывает расчет, суммарный орбитальный момент системы определяется выражением (13.34) где L — орбитальное квантовое число результирующего момента. В случае системы из двух частиц с орбитальными моментами l1 и l2 квантовое число L — целое, положительное — может иметь следующие значения: L = (l1 + l2), (l1 + l2 — 1), …, |l1 — l2|. (13.35) Отсюда следует, что L (а значит и результирующий момент) может иметь 2 l1 + 1 или 2 l2 + 1 различных значений (нужно взять меньшее из двух значений l). Если система состоит не из двух, а из многих частиц, то квантовое число L, определяющее результирующий орбитальный момент, находится путем последовательного применения правила (13.35).Проекция результирующего орбитального момента на некоторое направление Z определяется аналогично (13.27): О периодической системе элементов Д.И. Менделеева. В основе систематики заполнения электронных состояний в атомах лежит принцип Паули Mz = ћmL, mL=0, ±1, ±2, …, ± L. (13.36) Подобным же образом определяется и суммарный спиновый момент системы: (13.37) где квантовое число S результирующего спинового момента может быть целым или полуцелым — в зависимости от числа частиц — четного или нечетного. Если число N частиц четное, то S = Ns, Ns — 1, …, 0, где s = 1/2, т. е. в этом случае S — целые числа. Если же число N частиц нечетное, то S принимает все полуцелые значения от Ns до s, где s = 1/2.Нормальная и jj- связи. Каждый электрон в многоэлектронном атоме характеризуется орбитальным Ml и собственным моментом Ms. Моменты Ml и Ms складываются в результирующий момент атома Mj. При этом возможны два случая.1. Моменты Ml взаимодействуют между собой сильнее, чем с Ms, которые в свою очередь сильнее связаны друг с другом, чем с Ml. Вследствие этого все Ml складываются в результирующую ML, моменты Ms складываются в MS, а затем уже ML и Ms дают суммарный момент атома МJ. Такой вид взаимодействия называется нормальной связью или связью Рёссель-Саундерса. 2. Каждая пара Ml и Ms взаимодействует между собой сильнее, чем с другими Ml и Ms, вследствие чего образуются результирующие Мj для каждого электрона в отдельности, которые затем уже объединяются в МJ атома. Такой вид связи, называемый j-j связью.Наиболее важной и распространенной является нормальная связь. Такой вид связи, как правило, присущ легким и не слишком тяжелым атомам, для которых суммарный момент MJ атома определяется как: (13.38) где квантовое число J полного момента может иметь одно из следующих значений:J = L + S, L + S – 1, …, |L – S|.Значит, J будет целым, если S целое ( т. е. при четном числе электронов) или полуцелым, если S полуцелое (при нечетном числе электронов).Однако нормальная связь — Это только один из крайних случаев связи. Другой крайний случай —j-j связь, когда спин-орбитальное взаимодействие у каждого электрона оказывается основным. Такая связь встречается у тяжелых атомов, но достаточно редко. В основном же осуществляются более сложные промежуточные виды связи.Спектральные обозначения. В случае нормальной связи термы принято обозначать символами, подобными (13.30): v(L)J, (13.39) где v = 2S + 1 — мультиплетность, J — квантовое число полного момента. Отличие с обозначением (13.30) лишь в том, что малые буквы s и j заменены на соответствующие большие S и J. Следует отметить, что мультиплетность v дает количество подуровней только в случае S < L (в случае же S > L, число подуровней равно 2L + 1).Правила отбора. При рассмотрении внешнего электрона в атомах щелочных металлов было отмечено, что не все переходы между термами возможны. Возможны только те, которые подчиняются правилам отбора (13.22) и (13.31).При переходе к сложным атомам правила отбора необходимо уточнить. Эмпирически было установлено, что при нормальной связи правила отбора для квантовых чисел L, S и J таковы: ΔL = 0, ±1. (13.40) ΔS = 0. (13.41) ΔJ = 0, ±1. (13.42) При этом, однако, переход J = 0 → J = 0 запрещен.Указанные правила отбора обоснованы квантовой теорией и не всегда являются достаточно жесткими. Cуть этих правил в том, что только при таких изменениях квантовых чисел L, S, J вероятность переходов является существенной.Явление Комптона – рассеяние рентгеновского кванта на «свободном» электроне.1. Физическая сущностьРассеивающее вещество – бериллий, литий, бор. Рентгеновский спектрограф.В рассеянных лучах длина волны λ’Δλ=λ’ – λ – Комптоновское смещениеΔλ=λk(1 – Cosϑ )λk=2,4*10-12 м равно к. смещению при рассеянии на угол ϑ=Pi/22. Элементарная теория комптоновского эффектаВыполняется закон сохранения энергииhυ + m0C2 = hυ’ + mC2нет рассеяния когда фотон(рентгеновский квант) попадает в ядро или в электрон тесно связанный с ядром, тк длина волны не меняется.Система:{hυ + m0C2 = hυ’ + mC2P=P’+mV (P,V — векторные)}{mC2 = h(υ — υ’) + m0C2 m2V2=(hυ/C)2+(hυ’/C)2 — h2υυ’ Cosϑ /C2}{m2C4= m02C4 + 2h(υ-υ’)m0C2 + h2υ2 + h2υ’2 — 2h2υυ’m2V2C2= h2υ2 + h2υ’2 — 2h2υυ’ Cosϑ}m2C4(1 – V2/C2)= m02C4 + 2h(υ-υ’)m0C2- 2h2υυ’+ 2h2υυ’ Cosϑm= m0/sqr(1 – V2/C2) => m2(1 – V2/C2)= m02m0C22h(c/λ — c/λ’) = 2h2(c/λ)(c/λ’) — 2h2(c/λ)(c/λ’)Cosϑm0C2C(λ’ — λ)/λ’λ = hC2/λλ’ — hC2 Cosϑ/λλ’ Δλm0C=h(1 – Cosϑ)Δλ = h(1 – Cosϑ)/ m0Cλk = h/ m0C = 2,4*10-12 м3. ВыводыТаблица:Квант:До соударения E= hυ, P= hυ/CПосле соударения E= hυ’, P= hυ’/CЭлектрон:До соударения E= m0C2, P= 0После соударения E= mC2, P= mVпри рассеянии квантов рентгеновского излучения на свободном ??? электроне в рассеянном излучении вместе с компонентами λ появляется компонента λ’>λкомптоновское смещение Δλ = λ’ – λ зависит только от угла расстояния ϑ, ϑ ~ Δλкомптоновское смещение одинаково для всех рассеивающих элементов и не зависит от длины волны излученияинтенсивность рассеянной комп убывает с возрастанием 2-рассеивающего вещества.Пузырьковая камера (1952; американский физик Д. Глезер (р. 1926)). В пузырьковой камере рабочим веществом является перегретая (находящаяся под давлением) прозрачная жидкость (жидкие водород, пропан, ксенон). Запускается камера, так же как и камера Вильсона, резким сбросом давления, переводящим жидкость в неустойчивое перегретое состояние. Пролетающая в это время через камеру заряженная частица вызывает резкое вскипание жидкости, и траектория частицы оказывается обозначенной цепочкой пузырьков пара — образуется трек, который, как и в камере Вильсона, фотографируется. Пузырьковая камера работает циклами. Размеры пузырьковых камер примерно такие же, как камеры Вильсона (от десятков сантиметров до 2 м), но их эффективный объем на 2—3 порядка больше, так как жидкости гораздо плотнее газов. Это позволяет использовать пузырьковые камеры для исследования длинных цепей рождений и распадов частиц высоких энергий Выпрямители переменного тока