„Fizika 2 - Ellenőrző kérdések és válaszok” változatai közötti eltérés
a autoedit v2: fájlhivatkozások egységesítése, az új közvetlenül az adott fájlra mutat |
|||
| (29 közbenső módosítás, amit 2 másik szerkesztő végzett, nincs mutatva) | |||
| 1. sor: | 1. sor: | ||
{{ | {{vissza|Fizika 2}} | ||
Ez az oldal a [[Fizika 2]] tárgyhoz kapcsolódó elméleti kérdések-válaszok gyűjteménye! A ''Hudson-Nelson'' könyv fejezeteinek a végén található ellenőrző kérdések közül azok vannak itt, amiket az előadók megoldásra javasoltak. | |||
''' | '''''Szerkesszétek és bővítsétek!''''' | ||
* "A" típusú kérdések: A tananyag legfontosabb, szükséges alapismereteit foglalja össze (ez jelentheti az a tudás "elégséges" szintjét). | |||
* "A" típusú kérdések: | * "B" típusú kérdések: A tananyag által megkívánt további ismereteket öleli fel mindez tulajdonképpen a tudásszintet határozza meg. | ||
* "B" típusú kérdések: | |||
A | A ZH-kon és a vizsgákon lényegében ezen ismeretek számonkérése történik. A vizsga harmadik része 5 db. szöveges kifejtést igénylő kérdést tartalmaz, amelyek a ebből kérdésgyűjteményből valók. | ||
__TOC__ | <div class="noautonum">__TOC__</div> | ||
==XXIV. Fejezet== | ==XXIV. Fejezet== | ||
===A01. A Coulomb törvény.=== | |||
=== | |||
Két, <math> q_1 </math> és <math> q_2 </math> töltésű, egymástól <math> r </math> távolságra lévő pontszerű test között ható erő: | Két, <math> q_1 </math> és <math> q_2 </math> töltésű, egymástól <math> r </math> távolságra lévő pontszerű test között ható erő: | ||
| 28. sor: | 24. sor: | ||
ahol <math>\varepsilon_0=8,854\cdot10^{-12}\frac{As}{Vm}</math>, a vákuum permittivitása. | ahol <math>\varepsilon_0=8,854\cdot10^{-12}\frac{As}{Vm}</math>, a vákuum permittivitása. | ||
=== | ===A02. A vezető és szigetelő fogalma.=== | ||
* '''Vezető''' anyagokban az elektromos töltések szabadon mozoghatnak. | * '''Vezető''' anyagokban az elektromos töltések szabadon mozoghatnak. | ||
| 34. sor: | 30. sor: | ||
* '''Félvezető''' anyagok vezetőképessége minimális szennyezőanyag hatására lényegesen megváltozik. | * '''Félvezető''' anyagok vezetőképessége minimális szennyezőanyag hatására lényegesen megváltozik. | ||
=== | ===A03. Az elektromos térerősség definíciója és mértékegysége.=== | ||
Az erőteret létrehozó <math> q </math> töltés és a <math> q_0 </math> egységnyi próbatöltés közötti erőt adja meg az elektromos térerősség: | Az erőteret létrehozó <math> q </math> töltés és a <math> q_0 </math> egységnyi próbatöltés közötti erőt adja meg az elektromos térerősség: | ||
| 44. sor: | 40. sor: | ||
<math>[E]=\frac{V}{m}</math> | <math>[E]=\frac{V}{m}</math> | ||
=== | ===A04. Az elektromos erővonalak definíciója.=== | ||
Az elektromos erővonalak olyan elképzelt görbék, melyek segítségével szemléltetni lehet az elektromos tér szerkezetét. Tulajdonságok: | Az elektromos erővonalak olyan elképzelt görbék, melyek segítségével szemléltetni lehet az elektromos tér szerkezetét. Tulajdonságok: | ||
# Egy kis ''dV'' térfogatba rajzolt erővonalak sűrűsége megadja, hogy ott mekkora az _E_ térerősség-vektor nagysága. | # Egy kis ''dV'' térfogatba rajzolt erővonalak sűrűsége megadja, hogy ott mekkora az _E_ térerősség-vektor nagysága. | ||
| 50. sor: | 46. sor: | ||
# Az erővonalak pozitív töltésekből indulnak ki és negatív töltésekben végződnek. | # Az erővonalak pozitív töltésekből indulnak ki és negatív töltésekben végződnek. | ||
=== | ===A05. Az elektromos dipólus definíciója.=== | ||
Két azonos nagyságú de ellentétes előjelű, egymástól a térben elválasztott pontszerű töltés. | Két azonos nagyságú de ellentétes előjelű, egymástól a térben elválasztott pontszerű töltés. | ||
=== | ===A06. Homogén elektromos tér hatása az elektromos dipólusra.=== | ||
Homogén elektromos térbe helyezve a dipólusra _M_ forgatónyomaték hat, annak a függvényében, hogy a pozitív és negatív töltést összekötő, a pozitív töltés felé mutató _p_ elektromos dipólmomentum-vektor és az _E_ térerősség-vektorok mekkora <math> \theta </math> szöget zárnak be. | Homogén elektromos térbe helyezve a dipólusra _M_ forgatónyomaték hat, annak a függvényében, hogy a pozitív és negatív töltést összekötő, a pozitív töltés felé mutató _p_ elektromos dipólmomentum-vektor és az _E_ térerősség-vektorok mekkora <math> \theta </math> szöget zárnak be. | ||
| 70. sor: | 66. sor: | ||
=== | ===B01. Elektromos dipólus terének számítása a tér speciális pontjaiban.=== | ||
==== | ====Közeli tér==== | ||
Az _y_ tengelyen fekvő dipólus által keltett térerősség a dipólustól _x_ távolságban, az _x_ tengely irányában: | Az _y_ tengelyen fekvő dipólus által keltett térerősség a dipólustól _x_ távolságban, az _x_ tengely irányában: | ||
| 80. sor: | 76. sor: | ||
http://www-antenna.ee.titech.ac.jp/~hira/hobby/edu/em/dipole2/near.gif | http://www-antenna.ee.titech.ac.jp/~hira/hobby/edu/em/dipole2/near.gif | ||
==== | ====Távoli tér==== | ||
<math>E\propto\frac{ql}{r^3}</math> | <math>E\propto\frac{ql}{r^3}</math> | ||
| 88. sor: | 84. sor: | ||
http://www-antenna.ee.titech.ac.jp/~hira/hobby/edu/em/dipole2/far.gif | http://www-antenna.ee.titech.ac.jp/~hira/hobby/edu/em/dipole2/far.gif | ||
=== | ===B02. Homogén erőtérbe helyezett elektromos dipólus (potenciális) energiája.=== | ||
Potenciális energia-különbség azon állapotok között, amikor a dipólmomentum a külső erőtérrel <math> \alpha </math> illetve <math> \beta </math> szöget zár be: | Potenciális energia-különbség azon állapotok között, amikor a dipólmomentum a külső erőtérrel <math> \alpha </math> illetve <math> \beta </math> szöget zár be: | ||
| 99. sor: | 95. sor: | ||
=== | ===B03. Dipólus inhomogén erőtérben.=== | ||
* Inhomogén erőtérben a dipólus töltéseire ható erő nem egyenlő. | * Inhomogén erőtérben a dipólus töltéseire ható erő nem egyenlő. | ||
* A dipólusra nem csak forgatónyomaték hat, hanem azt az eredő erő nagyobb térerősségű helyek irányába mozgatja. | * A dipólusra nem csak forgatónyomaték hat, hanem azt az eredő erő nagyobb térerősségű helyek irányába mozgatja. | ||
| 105. sor: | 101. sor: | ||
* A pozitív töltések kis mértékben ez elektromos erőtér irányában (<math> +\rightarrow- </math>), a negatív töltések ezzel ellentétes irányban mozdulnak el. | * A pozitív töltések kis mértékben ez elektromos erőtér irányában (<math> +\rightarrow- </math>), a negatív töltések ezzel ellentétes irányban mozdulnak el. | ||
=== | ===B04. Egyenletesen töltéseloszlású, véges hosszú "vonaltöltés" tere.=== | ||
Az _E_ térerősség kiszámítását úgy végezzük, hogy az egyes ''dq'' töltéselemek által a _P_ pontban létrehozott ''dE'' térerősségvonalakat összegezzük. | Az _E_ térerősség kiszámítását úgy végezzük, hogy az egyes ''dq'' töltéselemek által a _P_ pontban létrehozott ''dE'' térerősségvonalakat összegezzük. | ||
| 115. sor: | 111. sor: | ||
<math> E = \frac{1}{4 \pi \varepsilon_0} \int \frac{dq}{r^2} \vec{r} </math> | <math> E = \frac{1}{4 \pi \varepsilon_0} \int \frac{dq}{r^2} \vec{r} </math> | ||
=== | ===B05. Egyenletes töltéseloszlású gyűrű tere (a forgástengely mentén).=== | ||
'''Hudson-Nelson 586. o. 24-10 példa''' ''Csak a végeredményt írom le, de szerintem a vizsgában le kell írni a levezetést is!'' | '''Hudson-Nelson 586. o. 24-10 példa''' ''Csak a végeredményt írom le, de szerintem a vizsgában le kell írni a levezetést is!'' | ||
| 135. sor: | 131. sor: | ||
* <math> Q </math> a gyűrű teljes töltése. | * <math> Q </math> a gyűrű teljes töltése. | ||
=== | ===B06. Egyenletes felületi töltéseloszlású korong tere (a forgástengely mentén).=== | ||
'''Hudson-Nelson 587.o 24-11 példa''' ''Csak a végeredményt írom le, de szerintem a vizsgában le kell írni a levezetést is'' | '''Hudson-Nelson 587.o 24-11 példa''' ''Csak a végeredményt írom le, de szerintem a vizsgában le kell írni a levezetést is'' | ||
| 155. sor: | 151. sor: | ||
* <math> \sigma </math> a korong felületi töltéssűrűsége. | * <math> \sigma </math> a korong felületi töltéssűrűsége. | ||
=== | ===B07. A térerősség meghatározása egyenletes töltéseloszlású körív centrumában. === | ||
'''Hudson-Nelson 587.o 24B-20 példa''' ''Csak a végeredményt írom le, de szerintem a vizsgában le kell írni a levezetést is'' | '''Hudson-Nelson 587.o 24B-20 példa''' ''Csak a végeredményt írom le, de szerintem a vizsgában le kell írni a levezetést is'' | ||
| 166. sor: | 162. sor: | ||
* <math> \lambda </math> a körív vonalmenti töltéssűrűsége, | * <math> \lambda </math> a körív vonalmenti töltéssűrűsége, | ||
* <math> \Theta </math> a körív nyílásszöge. | * <math> \Theta </math> a körív nyílásszöge. | ||
==XXV. Fejezet== | ==XXV. Fejezet== | ||
=== | ===A01. Az elektromos fluxus (általános) definíciója.=== | ||
Egységnyi felületet metsző elektromos erővonalak száma. Számítása: az elektromos tér integrálja a kérdéses felületen. | Egységnyi felületet metsző elektromos erővonalak száma. Számítása: az elektromos tér integrálja a kérdéses felületen. | ||
| 180. sor: | 173. sor: | ||
<math> [\Phi_E] = Vm </math> | <math> [\Phi_E] = Vm </math> | ||
=== | ===A02. Az elektrosztatika Gauss törvénye.=== | ||
Az inhomogén elektromos mező fluxusa (forráserőssége) tehát az elektromos térerősségvektor zárt felületre vonatkozó felületi integrálja, és egyenesen arányos a zárt felületen belüli össztöltéssel. Ez az elektrosztatika I. alaptörvényének integrális alakja, amelyet Gauss-törvénynek és Maxwell I. törvényének is nevezzük. | Az inhomogén elektromos mező fluxusa (forráserőssége) tehát az elektromos térerősségvektor zárt felületre vonatkozó felületi integrálja, és egyenesen arányos a zárt felületen belüli össztöltéssel. Ez az elektrosztatika I. alaptörvényének integrális alakja, amelyet Gauss-törvénynek és Maxwell I. törvényének is nevezzük. | ||
| 186. sor: | 179. sor: | ||
<math> \oint \vec{E} d \vec{A} = \frac{1}{\varepsilon_0} \sum_i q_i </math> | <math> \oint \vec{E} d \vec{A} = \frac{1}{\varepsilon_0} \sum_i q_i </math> | ||
=== | ===A03. Ponttöltés terének a meghatározása a Gauss-törvény segítségével.=== | ||
A q pontszerű töltés teljes elektromos fluxusa: | A q pontszerű töltés teljes elektromos fluxusa: | ||
| 194. sor: | 187. sor: | ||
Ha egy zárt felület besejében (bárhol) _q_ töltés található, akkor a teljes felületre a <math> \oint E dA </math> integrál értéke mindig <math> \frac{q}{\varepsilon_0} </math> | Ha egy zárt felület besejében (bárhol) _q_ töltés található, akkor a teljes felületre a <math> \oint E dA </math> integrál értéke mindig <math> \frac{q}{\varepsilon_0} </math> | ||
=== | ===A04. A vákuum dielektromos állandójának az SI mértékegysége.=== | ||
<math> \varepsilon_0 = 8,854 \cdot 10^{-12} \frac{As}{Vm} </math> | <math> \varepsilon_0 = 8,854 \cdot 10^{-12} \frac{As}{Vm} </math> | ||
| 203. sor: | 196. sor: | ||
=== | ===B01. Egyenletesen töltött gömbfelület terének a meghatározása a Gauss törvény segítségével.=== | ||
=== | ===B02. Homogén töltéseloszlású tömör gömb elektromos terének a meghatározása a Gauss törvény segítségével=== | ||
'''Hudson-Nelson 604.oldal 25-7 példa''' | '''Hudson-Nelson 604.oldal 25-7 példa''' | ||
=== | ===B03. Végtelen hosszú egyenletes vonaltöltés terének meghatározása a Gauss törvény segítségével=== | ||
'''Hudson-Nelson 601.oldal 25-3 példa''' | '''Hudson-Nelson 601.oldal 25-3 példa''' | ||
=== | ===B04. Állandó töltéssűrűségű, végtelen hosszú henger terének a meghatározása a Gauss törvény segítségével=== | ||
'''Hudson-Nelson 602.oldal 25-4 példa''' | '''Hudson-Nelson 602.oldal 25-4 példa''' | ||
=== | ===B05. Egyenletesen töltött síkfelület terének a meghatározása a Gauss törvény segítségével=== | ||
'''Hudson-Nelson 603.oldal 25-5 példa''' | '''Hudson-Nelson 603.oldal 25-5 példa''' | ||
=== | ===B06. Tetszőleges alakú, töltött vezető elektromos terének jellegzetes tulajdonságai. === | ||
=== | ===B07. Véges vastagságú, üreges, vezető gömbhéj elektrosztatikus tulajdonságai. === | ||
'''Hudson-Nelson 608.oldal 25-9 példa''' | '''Hudson-Nelson 608.oldal 25-9 példa''' | ||
==XXVI. Fejezet== | ==XXVI. Fejezet== | ||
===A01. Az elektromos potenciál (általános) definíciója. === | |||
=== | |||
A potenciál a térerősség út szerinti integrálja. | A potenciál a térerősség út szerinti integrálja. | ||
<math> V_b - V_a = - \int_{a}^{b} E * dl </math> | <math> V_b - V_a = - \int_{a}^{b} E * dl </math> | ||
===A02. Az ekvipotenciális felületek fogalma.=== | |||
=== | |||
Az elektromos mezőt erővonalak mellett azonos potenciálú felületekkel, ún. ekvipotenciális (szint-, nívó-) felületekkel szokás szemléltetni. | Az elektromos mezőt erővonalak mellett azonos potenciálú felületekkel, ún. ekvipotenciális (szint-, nívó-) felületekkel szokás szemléltetni. | ||
===A03. Az erővonalak és az ekvipotenciális felületek kapcsolata. === | |||
=== | |||
Az erővonalak mindig merőlegesek az ekvipotenciális felületekre.<br> | Az erővonalak mindig merőlegesek az ekvipotenciális felületekre.<br> | ||
Az erővonalaknak töltéseken kell végződniük. | Az erővonalaknak töltéseken kell végződniük. | ||
=== | ===A04. Az elektromos potenciál meghatározása ponttöltés esetében. === | ||
<math> V\equiv0 </math>, ha <math> r\rightarrow\infty </math> | <math> V\equiv0 </math>, ha <math> r\rightarrow\infty </math> | ||
<math> V = k \frac{q}{r} </math> | <math> V = k \frac{q}{r} </math> | ||
=== | ===A05. A "csúcshatás" jelensége.=== | ||
A csúcsokban nagyobb a töltéssűrűség, mint az enyhe görbületű helyeken. A levegő molekulái dipólusokká válnak, melyeket a töltött csúcs magához vonzza vagy eltaszítja. Az eltaszított részecskék árama elhajlítja a gyertya lángját, vagy forgásba hozza a kereket. Csúccsal ellátott testek könnyen elveszítik töltésüket. | A csúcsokban nagyobb a töltéssűrűség, mint az enyhe görbületű helyeken. A levegő molekulái dipólusokká válnak, melyeket a töltött csúcs magához vonzza vagy eltaszítja. Az eltaszított részecskék árama elhajlítja a gyertya lángját, vagy forgásba hozza a kereket. Csúccsal ellátott testek könnyen elveszítik töltésüket. | ||
'''Más leírás:''' A feltöltött, vagy elektromosan megosztott vezető csúcsaiban felhalmozodó töltések a csúcsokban összesűrűsödnek, erős inhomogén mezőt hoznak létre. | |||
=== | ===B01. Az elektromos potenciál meghatározása egyenletes töltéseloszlású gyűrű forgástengelye mentén.=== | ||
=== | ===B02. Az elektromos potenciál meghatározása egyenletes felületi töltéseloszlású korong forgástengely mentén.=== | ||
=== | ===B03. Az elektromos potenciál meghatározása egyenletes töltéseloszlású körív centrumában. === | ||
=== | ===B04. Az elektromos potenciál meghatározása egyenletesen töltött gömbfelület terében.=== | ||
=== | ===B05. Az elektromos potenciál meghatározása homogén töltéseloszlású tömör gömb elektromos terében.=== | ||
=== | ===B06. Az elektromos potenciál meghatározása végtelen hosszú egyenletes vonaltöltés terében.=== | ||
=== | ===B07. Az elektromos potenciál meghatározása pontszerű dipólus esetén.=== | ||
=== | ===B08. Az elektromos potenciál meghatározása egyenletesen töltött síkfelület terében.=== | ||
=== | ===B09. Az elektromos potenciál mint a térerősség "gradiense". === | ||
<math> \nabla V = - ( \frac{ \partial V}{ \partial x} \vec{x} + \frac{ \partial V}{ \partial y } \vec{y} + \frac{ \partial V}{ \partial z } \vec{z} ) </math> | <math> \nabla V = - ( \frac{ \partial V}{ \partial x} \vec{x} + \frac{ \partial V}{ \partial y } \vec{y} + \frac{ \partial V}{ \partial z } \vec{z} ) </math> | ||
===B10. A "gradiens" matematikai alakja Descartes és gömbi koordinátarendszerben. === | |||
=== | |||
<math> \nabla V = \frac{ \partial V}{ \partial r} \vec{r} + \frac{ \partial V}{r \partial \theta } \vec{ \theta } + \frac{ \partial V}{ r \sin \theta \partial \phi } \vec{ \phi } </math> | <math> \nabla V = \frac{ \partial V}{ \partial r} \vec{r} + \frac{ \partial V}{r \partial \theta } \vec{ \theta } + \frac{ \partial V}{ r \sin \theta \partial \phi } \vec{ \phi } </math> | ||
=== | ===B11. A "térion-mikroszkóp" működésének fizikai alapelve.=== | ||
'''Hudson-Nelson 630. oldal 26-16 ábra és szövege''' | '''Hudson-Nelson 630. oldal 26-16 ábra és szövege''' | ||
==XXVII. Fejezet== | ==XXVII. Fejezet== | ||
===A01. A kapacitás fogalma=== | |||
=== | |||
C=Q/U | C=Q/U | ||
| 298. sor: | 272. sor: | ||
C/V=F(farad) | C/V=F(farad) | ||
=== | ===A02. Egyedülálló gömb kapacitása=== | ||
IZOLÁLT, R SUGARÚ GÖMB KAPACITÁSA | IZOLÁLT, R SUGARÚ GÖMB KAPACITÁSA | ||
<math> C = 4 \pi \varepsilon_0 R </math> | <math> C = 4 \pi \varepsilon_0 R </math> | ||
=== | ===A03. A sikkondenzátor kapacitása=== | ||
<math> C = \varepsilon_0 \kappa \frac{A}{d} </math> | <math> C = \varepsilon_0 \kappa \frac{A}{d} </math> | ||
<math> \kappa </math> a relatív permittivitás / dielektromos állandó | <math> \kappa </math> a relatív permittivitás / dielektromos állandó | ||
=== | ===A04. A dielektromos állandó fogalma=== | ||
C és <math> C_0 </math> (az eredeti kapacitás) hányadosát a dielektrikum reatív permittivitásának vagy dielektromos állandójána neevzzük és <math> \kappa </math> -val (kappa) jelöljük. | C és <math> C_0 </math> (az eredeti kapacitás) hányadosát a dielektrikum reatív permittivitásának vagy dielektromos állandójána neevzzük és <math> \kappa </math> -val (kappa) jelöljük. | ||
<math> \kappa = \frac{C}{C_0} </math> | <math> \kappa = \frac{C}{C_0} </math> | ||
=== | ===A05. A kondenzátor energiája=== | ||
<math> W_C = \frac{1}{2} C U^2 </math> | <math> W_C = \frac{1}{2} C U^2 </math> | ||
===B01. A hengerkondenzátor kapacitása=== | |||
=== | |||
<math> C = \frac{2 \pi \varepsilon_0 L}{ln ( \frac{b}{a} ) } </math> | <math> C = \frac{2 \pi \varepsilon_0 L}{ln ( \frac{b}{a} ) } </math> | ||
=== | ===B02. A gömbkondenzátor kapacitása=== | ||
<math> C = 4 \pi \varepsilon_0 \left( \frac{ab}{b-a} \right) </math> | <math> C = 4 \pi \varepsilon_0 \left( \frac{ab}{b-a} \right) </math> | ||
=== | ===B03. Rétegezett dielektrikumot tartalmazó síkkondenzátor kapacitása (kétféle).=== | ||
'''Hudson-Nelson 644.o 27-12 ábra, 27-9 példa''' | '''Hudson-Nelson 644.o 27-12 ábra, 27-9 példa''' | ||
| 332. sor: | 304. sor: | ||
<math> C_2 = {\kappa}_2 \varepsilon_0 \frac{A}{d_2} </math> | <math> C_2 = {\kappa}_2 \varepsilon_0 \frac{A}{d_2} </math> | ||
=== | ===B04. Az elektromos erőtér energiasűrűsége.=== | ||
Maxwell (IX)-ből: | Maxwell (IX)-ből: | ||
<math> w=\frac{1}{2}ED</math> | <math> w=\frac{1}{2}ED</math> | ||
==XXVIII. Fejezet== | ==XXVIII. Fejezet== | ||
===A01. Az elektromos áramsűrűség(vektor) fogalma=== | |||
=== | |||
A vezető tekintetbe vett A keresztmetszetén a kis delta t időköz alatt átáramló delta Q töltésnek és delta t-nek a hányadosát, pontosabban ennek a delta t ->0-hoz tartozó határértékét: | A vezető tekintetbe vett A keresztmetszetén a kis delta t időköz alatt átáramló delta Q töltésnek és delta t-nek a hányadosát, pontosabban ennek a delta t ->0-hoz tartozó határértékét: | ||
| 352. sor: | 318. sor: | ||
iránya: a pozitív töltések mozgásiránya | iránya: a pozitív töltések mozgásiránya | ||
=== | ===A02. Az elektromos áram fogalma=== | ||
A töltések, azaz az elektromos tulajdonságú részecskék (elektronok, ionok) egyirányú, rendezett mozgása. | A töltések, azaz az elektromos tulajdonságú részecskék (elektronok, ionok) egyirányú, rendezett mozgása. | ||
=== | ===A03. A differenciális Ohm törvény=== | ||
<math> \vec{j} = \sigma \vec{E} </math> | <math> \vec{j} = \sigma \vec{E} </math> | ||
=== | ===A04. A Joule törvény.=== | ||
<math> W_{elektromos} = U I t</math> (egyenáram esetén) | <math> W_{elektromos} = U I t</math> (egyenáram esetén) | ||
===B01. Az elektromos áramsűrűség meghatározása mikroszkopikus adatokkal. === | |||
===B02. Néhány elektromos eszköz (I,V) karakterisztikája. === | |||
===B03. A kritikus hőmérséklet fogalma szupravezetőknél. === | |||
B03. A kritikus hőmérséklet fogalma szupravezetőknél. | |||
==XXIX. Fejezet== | ==XXIX. Fejezet== | ||
===A01. Az egyenáramú áramkörök és a Kirchhoff törvények.=== | |||
=== | |||
I. Huroktörvény: <math> \sum_{(g)}U_i=0 </math> | |||
II. Csomóponti törvény: <math> \sum_{(A)}I_i=0 </math> | |||
=== | ===A02. A szuperpozíció elve.=== | ||
Lényege: a gerjesztést válaszba vivő operátor lineáris, azaz konstansszorost konstansszorosba, összeget összegbe visz át. Ha pl. két feszforrást kötünk egy rezisztív hálózatra, akkor a megjelenő feszültség és áram értékek olyanok, mintha a forrásonként keletkező értékeket összeadnánk. | Lényege: a gerjesztést válaszba vivő operátor lineáris, azaz konstansszorost konstansszorosba, összeget összegbe visz át. Ha pl. két feszforrást kötünk egy rezisztív hálózatra, akkor a megjelenő feszültség és áram értékek olyanok, mintha a forrásonként keletkező értékeket összeadnánk. | ||
=== | ===A03. A feszültségmérő műszerek belső ellenállása.=== | ||
<math> R_{feszm.} \rightarrow \infty</math> | <math> R_{feszm.} \rightarrow \infty</math> | ||
=== | ===A04. Az árammérő műszerek belső ellenállása.=== | ||
<math> R_{ampm.} \rightarrow 0</math> | <math> R_{ampm.} \rightarrow 0</math> | ||
B01. A Wheatstone -híd | ===B01. A Wheatstone -híd=== | ||
B02. Feszültségmérés kompenzációs módszerrel. | ===B02. Feszültségmérés kompenzációs módszerrel.=== | ||
B03. Feszültségforrások belső ellenállása és kapocsfeszültsége. | ===B03. Feszültségforrások belső ellenállása és kapocsfeszültsége. === | ||
=== | ===B04. Az I(t) függvény kondenzátorok feltöltése (egy R és C) esetén .=== | ||
Részletesen: ld. Jelek és Rendszerek 1 :) | Részletesen: ld. Jelek és Rendszerek 1 :) | ||
<math> u(t)=U(1-\mathrm(e)^{-t/RC})</math> | <math> u(t)=U(1-\mathrm(e)^{-t/RC})</math> | ||
=== | ===B05. Az I(t) függvény kondenzátorok kisütése (egy R és C) esetén.=== | ||
<math> u(t)=U_C \mathrm(e)^{-t/RC}</math> | <math> u(t)=U_C \mathrm(e)^{-t/RC}</math> | ||
B06. Energiaviszonyok kondenzátor feltöltésekor (29-12 példa). | ===B06. Energiaviszonyok kondenzátor feltöltésekor (29-12 példa). === | ||
-- | ===B07. Találjuk ki a 29-11 feladathoz tartozó 29-18a ábrát!=== | ||
==XXX. Fejezet== | ==XXX. Fejezet== | ||
===A01. Mágneses térben mozgó ponttöltésre ható (Lorentz) erő.=== | |||
=== | |||
<math> \vec{F}_L=Q(\vec{v} \times \vec{B} ) </math> | <math> \vec{F}_L=Q(\vec{v} \times \vec{B} ) </math> | ||
=== | ===A02. Homogén mágneses térben síkmozgást végző ponttöltés kinematikai jellemzői.=== | ||
Mivel a Lorentz-erő mindig merőleges a sebességvektorra, így a mágneses mező erővonalainak síkjában körmozgás alakul ki, méghozzá <math>\vec{F}_L=\vec{F}_{cp}</math> összefüggésnek megfelelően. | Mivel a Lorentz-erő mindig merőleges a sebességvektorra, így a mágneses mező erővonalainak síkjában körmozgás alakul ki, méghozzá <math>\vec{F}_L=\vec{F}_{cp}</math> összefüggésnek megfelelően. | ||
=== | ===A03. A sebességszűrő (-szelektor) működési elve.=== | ||
Mivel a Lorentz-erő sebességtől függ, így más eltérítő erő hat a mágneses térbe kerülő részecskékre, így más-más parabola pályán fognak mozogni. | Mivel a Lorentz-erő sebességtől függ, így más eltérítő erő hat a mágneses térbe kerülő részecskékre, így más-más parabola pályán fognak mozogni. | ||
=== | ===A04. Mágneses térben lévő áramjárta vezetőre ható erő.=== | ||
<math> \vec{F}_L=I(\vec{l} \times \vec{B} ) </math> | <math> \vec{F}_L=I(\vec{l} \times \vec{B} ) </math> | ||
A05. A mágneses dipólus fogalma. | ===A05. A mágneses dipólus fogalma.=== | ||
===A06. A mágneses fluxus fogalma=== | |||
B01. A ciklotron működési elve. | ===B01. A ciklotron működési elve.=== | ||
B02. A mágneses dipólusra ható forgatónyomaték. | ===B02. A mágneses dipólusra ható forgatónyomaték.=== | ||
B03. Mágneses térben lévő mágneses dipólus (potenciális) energiája. | ===B03. Mágneses térben lévő mágneses dipólus (potenciális) energiája.=== | ||
B04. A galvanométer működési elve | ===B04. A galvanométer működési elve.=== | ||
B05. A Hall effektus jelensége. | ===B05. A Hall effektus jelensége.=== | ||
B06. A lineáris "tömegspektrométer" működési elve. | ===B06. A lineáris "tömegspektrométer" működési elve.=== | ||
==XXXI. Fejezet== | ==XXXI. Fejezet== | ||
===A01. A Biot-Savart törvény=== | |||
=== | |||
<math> \mathrm{d} \vec{B} = \frac{\mu_0}{4 \pi} I \frac{\mathrm{d}\vec{l} \times \vec{r}}{r^3} </math> | <math> \mathrm{d} \vec{B} = \frac{\mu_0}{4 \pi} I \frac{\mathrm{d}\vec{l} \times \vec{r}}{r^3} </math> | ||
=== | ===A02. Az Ampere- törvény=== | ||
* Árammal átjárt vezető (egy db) közelében: | * Árammal átjárt vezető (egy db) közelében: | ||
<math> \vec{B} =\int_l \frac{\mu_0}{4 \pi} I \frac{\mathrm{d}\vec{l} \times \vec{r}}{r^3} , ahol\;\vec{r}(\mathrm{d}\vec{l}) ! </math> | <math> \vec{B} =\int_l \frac{\mu_0}{4 \pi} I \frac{\mathrm{d}\vec{l} \times \vec{r}}{r^3} , ahol\;\vec{r}(\mathrm{d}\vec{l}) ! </math> | ||
| 468. sor: | 413. sor: | ||
<math> \oint \vec{B} \mathrm{d}\vec{r} = \mu_0 \int_A \vec{j} \mathrm{d} \vec{A} </math> | <math> \oint \vec{B} \mathrm{d}\vec{r} = \mu_0 \int_A \vec{j} \mathrm{d} \vec{A} </math> | ||
=== | ===A03. A mágnese tér számítása (igen hosszú) szolenoid belsejében=== | ||
Levezetés: A fenti Ampere-tv. baloldalának integráljához egy olyan téglalapot veszünk, amelynek egyik oldala a tekercs belsejében halad, vele párhuzamosan "igen messze" a szemközti oldal, és a tekercs tengelyére merőlegesen fut a harmadik és negyedik oldal. Így a baloldal közelítő értéke <math> Bl + 0 + 0 + 0</math>, ugyan három oldalon elhanyagolható a <math>\vec{B}</math> értéke. A jobb oldalhoz a felület az előbbi görbére, a téglalapra illeszkedik, azaz az <math>I</math> áram n-szer döfi át merőlegesen ezt a felületet, tehát a felületi integrál értéke <math>\sum I_i </math>, vagyis <math>Bl+0+0+0=\mu_0nI</math> , azaz a B indukció értéke: (iránya: csukott tenyeres jobbkézszabály) | Levezetés: A fenti Ampere-tv. baloldalának integráljához egy olyan téglalapot veszünk, amelynek egyik oldala a tekercs belsejében halad, vele párhuzamosan "igen messze" a szemközti oldal, és a tekercs tengelyére merőlegesen fut a harmadik és negyedik oldal. Így a baloldal közelítő értéke <math> Bl + 0 + 0 + 0</math>, ugyan három oldalon elhanyagolható a <math>\vec{B}</math> értéke. A jobb oldalhoz a felület az előbbi görbére, a téglalapra illeszkedik, azaz az <math>I</math> áram n-szer döfi át merőlegesen ezt a felületet, tehát a felületi integrál értéke <math>\sum I_i </math>, vagyis <math>Bl+0+0+0=\mu_0nI</math> , azaz a B indukció értéke: (iránya: csukott tenyeres jobbkézszabály) | ||
<math> B=\mu_0 \frac{nI}{l}</math> | <math> B=\mu_0 \frac{nI}{l}</math> | ||
===B01. Végtelen hosszú, egyenes áramjárta vezető mágneses terének számítása Biot-Savart törvénnyel.=== | |||
=== | |||
Igen hosszú levezetés: | Igen hosszú levezetés: | ||
=== | ===B02. Két párhuzamos (egyenes) vezető között ható erő.=== | ||
ld: http://en.wikipedia.org/wiki/Amp%C3%A8re%27s_force_law | ld: http://en.wikipedia.org/wiki/Amp%C3%A8re%27s_force_law | ||
<math>F= \frac{\mu_o}{2\pi} \frac{I_1 I_2}{r} </math> | <math>F= \frac{\mu_o}{2\pi} \frac{I_1 I_2}{r} </math> | ||
===B03. Végtelen hosszú, egyenes áramjárta vezető mágneses terének számítása az Ampere törvény segítségével.=== | |||
=== | |||
Levezetés: A körintegrálhoz tartozó görbe egy r sugarú kör, aminek a középpontjában a vezető van, és a kör síkja merőleges a vezetőre, így hasonlóan A03-hoz és B04-hez, a vezetőtől r távolságban a B indukció értéke: (iránya: csukott tenyeres jobbkézszabály) | Levezetés: A körintegrálhoz tartozó görbe egy r sugarú kör, aminek a középpontjában a vezető van, és a kör síkja merőleges a vezetőre, így hasonlóan A03-hoz és B04-hez, a vezetőtől r távolságban a B indukció értéke: (iránya: csukott tenyeres jobbkézszabály) | ||
<math> B(r)=\mu_0 \frac{I}{2r\pi}</math> | <math> B(r)=\mu_0 \frac{I}{2r\pi}</math> | ||
=== | ===B04. Toroid mágneses terének a számítása. === | ||
toroid: fánk alak :) | toroid: fánk alak :) | ||
Levezetés: a toroid belsejében felveszünk egy kört, így A03-hoz hasonlóan <math> \oint \vec{B} \mathrm{d}\vec{r} = 2r\pi B </math>, az erre illeszkerdő felületen pedig n-szer halad át az áram, így <math> \int_A \vec{j} \mathrm{d} \vec{A}= nI</math>, azaz a B indukció értéke: (iránya: csukott tenyeres jobbkézszabály) | Levezetés: a toroid belsejében felveszünk egy kört, így A03-hoz hasonlóan <math> \oint \vec{B} \mathrm{d}\vec{r} = 2r\pi B </math>, az erre illeszkerdő felületen pedig n-szer halad át az áram, így <math> \int_A \vec{j} \mathrm{d} \vec{A}= nI</math>, azaz a B indukció értéke: (iránya: csukott tenyeres jobbkézszabály) | ||
<math> B=\mu_0 \frac{nI}{2r\pi}</math> | <math> B=\mu_0 \frac{nI}{2r\pi}</math> | ||
=== | ===B05. A vákuum mágneses permeabilitása (az SI mértékegység rendszer)=== | ||
<math> \mu_0 = {4 \pi *10^{-7}} \frac{Vs}{Am} </math> | <math> \mu_0 = {4 \pi *10^{-7}} \frac{Vs}{Am} </math> | ||
==XXXII. Fejezet== | ==XXXII. Fejezet== | ||
=== | ===A01. A mágneses fluxus definíciója és mértékegysége.=== | ||
Egységnyi felületet metsző mágneses erővonalak száma. Számítása: a mágneses tér integrálja a kérdéses felületen. | Egységnyi felületet metsző mágneses erővonalak száma. Számítása: a mágneses tér integrálja a kérdéses felületen. | ||
| 506. sor: | 446. sor: | ||
<math> [\Phi_B] = Wb\;(Weber)\;=Vs </math> | <math> [\Phi_B] = Wb\;(Weber)\;=Vs </math> | ||
=== | ===A02. A Faraday-féle indukció törvény mágneses térben álló vezető hurok esetén ("Nyugalmi indukció")=== | ||
Egy áramkörben indukált feszültség az áramhurok által határolt felületen átmenő mágneses fluxus egységnyi idő alatti megváltozásával egyenlő. | Egy áramkörben indukált feszültség az áramhurok által határolt felületen átmenő mágneses fluxus egységnyi idő alatti megváltozásával egyenlő. | ||
Egy menet esetén: | Egy menet esetén: | ||
| 513. sor: | 453. sor: | ||
<math> \varepsilon = -N\frac{d\Phi_B}{dt} </math> | <math> \varepsilon = -N\frac{d\Phi_B}{dt} </math> | ||
=== | ===A03. A mozgási indukció=== | ||
Ha a fluxus megváltozása a vezető és a mágnes egymáshoz viszonyított mozgásából ered, akkor mozgási indukcióról beszélünk. | Ha a fluxus megváltozása a vezető és a mágnes egymáshoz viszonyított mozgásából ered, akkor mozgási indukcióról beszélünk. | ||
Homogén mágneses térben (az indukció vonalakra merőlegesen) mozgó rúd esetén: | Homogén mágneses térben (az indukció vonalakra merőlegesen) mozgó rúd esetén: | ||
<math> \varepsilon = -Blv </math> | <math> \varepsilon = -Blv </math> | ||
=== | ===A04. A Faraday-féle indukció törvény általános (nyugalmi+mozgási) esetben. === | ||
<math> \oint E dl = - \frac{d\Phi_B}{dt} </math> | <math> \oint E dl = - \frac{d\Phi_B}{dt} </math> | ||
=== | ===A05. A Faraday-féle indukció törvény (vezetõ hurok nélküli) legáltalánosabb alakja. === | ||
<math> \oint E dl = - \frac{d}{dt}\int B dA </math> | <math> \oint E dl = - \frac{d}{dt}\int B dA </math> | ||
<center>Maxwell II.</center> | <center>Maxwell II.</center> | ||
=== | ===A06. A Lenz törvény=== | ||
Zárt hurokban olyan irányú áram indukálódik, hogy mágneses erőtere az áramot létrehozó fluxusváltozást csökkentse. | Zárt hurokban olyan irányú áram indukálódik, hogy mágneses erőtere az áramot létrehozó fluxusváltozást csökkentse. | ||
=== | ===A07. Az önindukciós együttható (induktivitás) definíciója és mértékegysége.=== | ||
Egy tekercsben az áram kialakulását fékező önindukciós feszültséggel arányos tényező a tekercs induktivitása (L). | Egy tekercsben az áram kialakulását fékező önindukciós feszültséggel arányos tényező a tekercs induktivitása (L). | ||
<math> \varepsilon_L = -L\frac{dI}{dt} </math> | <math> \varepsilon_L = -L\frac{dI}{dt} </math> | ||
<math> [L] = H (henry) </math> | <math> [L] = H (henry) </math> | ||
=== | ===A08. Szolenoid önindukciós együtthatója.=== | ||
<math> L = \frac{\mu_0 N^2 A}{l} </math> | <math> L = \frac{\mu_0 N^2 A}{l} </math> | ||
=== | ===A10. Az áramerõsség idõbeli változása tekercs ki-, bekapcsolása esetén. === | ||
=== | ===A11. A mágneses tér energiasûrûsége (Egységnyi térfogatra jutó energia)=== | ||
<math> \frac{E}{V} = \frac{1}{2}(\frac{B^2}{\mu_0}) </math> | <math> \frac{E}{V} = \frac{1}{2}(\frac{B^2}{\mu_0}) </math> | ||
===B01. A kölcsönös induktivitás fogalma és mértékegysége.=== | |||
=== | |||
Két tekercs "elég közel" van egymáshoz, akkor ha az egyik tekercsben megváltozik az áramerősség, az a másik tekercsben feszültséget indukál, ennek nagysága: | Két tekercs "elég közel" van egymáshoz, akkor ha az egyik tekercsben megváltozik az áramerősség, az a másik tekercsben feszültséget indukál, ennek nagysága: | ||
<math> \varepsilon_1 = -M_{12}\frac{dI_2}{dt} </math> | <math> \varepsilon_1 = -M_{12}\frac{dI_2}{dt} </math> | ||
<math> M_{12} </math> az 1-es tekercs a 2-esre vonatkozó kölcsönös induktivitása. Mértékegysége ugyanúgy henry. | <math> M_{12} </math> az 1-es tekercs a 2-esre vonatkozó kölcsönös induktivitása. Mértékegysége ugyanúgy henry. | ||
=== | ===B02. Az örvényáram=== | ||
Ha egy tömör vezető anyag mágneses térben mozog, akkor az indukált áramok a vezető tömb belsejében, annak teljes térfogatában cirkulálnak. | Ha egy tömör vezető anyag mágneses térben mozog, akkor az indukált áramok a vezető tömb belsejében, annak teljes térfogatában cirkulálnak. | ||
=== | ===B03. A soros RL áramkör alapegyenlete(i).=== | ||
Bekapcs: | Bekapcs: | ||
<math> I = \frac{\varepsilon}{R}(1-e^{-\frac{R}{L}t}) </math> | <math> I = \frac{\varepsilon}{R}(1-e^{-\frac{R}{L}t}) </math> | ||
| 559. sor: | 497. sor: | ||
<math> I = \frac{\varepsilon}{R}e^{-\frac{R}{L}t} </math> | <math> I = \frac{\varepsilon}{R}e^{-\frac{R}{L}t} </math> | ||
=== | ===B04. Tekercsben tárolt (mágneses) energia=== | ||
<math> W = \frac{1}{2}LI^2 </math> | <math> W = \frac{1}{2}LI^2 </math> | ||
==XXXIII. Fejezet== | ==XXXIII. Fejezet== | ||
===A01. Kis köráram (mágneses dipólus) mágneses terének (B) erõvonal szerkezete. === | |||
A dipólustól távol nagyon hasonlít az elektromos dipólus szerkezetéhez, a dipólus középpontjában és környezetében azonban ellentétes irányú azzal. | |||
A dipólustól távol nagyon hasonlít az elektromos dipólus szerkezetéhez, a dipólus középpontjában és környezetében azonban ellentétes irányú azzal. | |||
http://img252.imageshack.us/img252/1142/koraramsx8.jpg | http://img252.imageshack.us/img252/1142/koraramsx8.jpg | ||
=== | ===A02. Inhomogén mágneses térbe helyezett paramágneses anyagra ható erő. === | ||
Vonzó. Az atommag körül keringő elektronok elemi köráramokként foghatók fel, ami mágneses dipólustérrel együtt jár. Ezek az elemi mágneses momentumok paramágneses anyagokban nem semlegesítik egymást. Külső mágneses erőtér hatására az erőtér irányába rendeződnek, így eredő mágneses dipólmomentum alakul ki. Korábbi tanulmányainkból tudjuk, hogy mágneses dipólmomentumra olyan eredő erő hat, amely a nagyobb térerősség tartomány felé húzza. | Vonzó. Az atommag körül keringő elektronok elemi köráramokként foghatók fel, ami mágneses dipólustérrel együtt jár. Ezek az elemi mágneses momentumok paramágneses anyagokban nem semlegesítik egymást. Külső mágneses erőtér hatására az erőtér irányába rendeződnek, így eredő mágneses dipólmomentum alakul ki. Korábbi tanulmányainkból tudjuk, hogy mágneses dipólmomentumra olyan eredő erő hat, amely a nagyobb térerősség tartomány felé húzza. | ||
=== | ===A03. Inhomogén mágneses térbe helyezett diamágneses anyagra ható erő.=== | ||
Taszító. Az elemi mágneses dipólmomentumok diamágneses anyagokban semlegesítik egymást, külső inhomogén | Taszító. Az elemi mágneses dipólmomentumok diamágneses anyagokban semlegesítik egymást, külső inhomogén mágneses erőtér hatására az elemi köráramok pályasugara változatlan marad, azonban a keringő elektronok sebessége megváltozik. Az egyik esetben a sebessége nő, emiatt B-vel ellentétes irányú, nagyobb mágneses momentuma lesz, a másik esetben kisebb, a B-vel egyező irányú mágneses momentum alakul ki. Mindkét effektus B fluxussűrűségű külső mágneses erőtérrel ellentétes irányú eredő dipólusmomentum kialakulásához vezet. Tehát a diamágneses anyagokra inhomogén erőtérben a csökkenő erőtér irányába mutató erő hat. | ||
=== | ===A04. A ferromágneses anyagok mágneseződése=== | ||
A ferromágneses anyagokat mágneses domének alkotják. Egy doménen | A ferromágneses anyagokat mágneses domének alkotják. Egy doménen belüli összes atom mágneses orientációja azonos irányú. Ezen domének default állapotban (mágneses orientációjukat tekintve) rendezetlenül helyezkednek el, így az eredő mágneses momentum zérus. Külső mágneses tér hatására azonban az erőtérrel egyező irányú domének nőni kezdenek, más orientációjú domének "átrendeződnek" az erőtér irányába, így a doménfalak eltolódnak. Az erőtér megszűnésével a mágneses momentum nagy része megmarad. Így mágnesezett lett az anyag. | ||
=== | ===A05. A mágneses térerősség („H” vektor) fogalma és mértékegysége.=== | ||
A mágneses térerősségnek nevezzük azt a fizikai mennyiséget, amellyel az | A mágneses térerősségnek nevezzük azt a fizikai mennyiséget, amellyel az elektromos áram által létrehozott mágneses erőteret jellemezzük. mértékegysége: amper/méter | ||
=== | ===A06. A mágneses permeabilitás és mértékegysége.=== | ||
<math> \mu = \mu_0(1 + \chi) </math> | <math> \mu = \mu_0(1 + \chi) </math> | ||
=== | ===B01. A paramágnesség mikrofizikai magyarázata. === | ||
ld. A2 | ld. A2 | ||
=== | ===B02. A diamágnesség mikrofizikai magyarázata=== | ||
ld. A3 | ld. A3 | ||
=== | ===B02. A ferromágnesesség mikrofizikai magyarázata=== | ||
ld. A4 | ld. A4 | ||
=== | ===B03. A Curie hõmérséklet fogalma === | ||
Amely felett a hőmozgás energiája elegendő ahhoz, hogy a doménrendszert | Amely felett a hőmozgás energiája elegendő ahhoz, hogy a doménrendszert megszüntesse. | ||
=== | ===B04. A mágneses hiszterézis=== | ||
A mágneses és elektromos hiszterézis jellemzően ferromágneses anyagokban lép fel, a dipólusok beállásának késlekedése, illetve akadályoztatása miatt. A visszaállás a külső erőtér nélküli állapotnak megfelelő rendezetlen helyzetbe a térerősség csökkenésekor nem a beállással azonos mértékben történik. | A mágneses és elektromos hiszterézis jellemzően ferromágneses anyagokban lép fel, a dipólusok beállásának késlekedése, illetve akadályoztatása miatt. A visszaállás a külső erőtér nélküli állapotnak megfelelő rendezetlen helyzetbe a térerősség csökkenésekor nem a beállással azonos mértékben történik. | ||
==XXXIV. Fejezet == | ==XXXIV. Fejezet == | ||
KIMARAD | |||
==XXXV. Fejezet== | ==XXXV. Fejezet== | ||
===A01. Az eltolási áram definíciója=== | |||
=== | |||
<math> I_d = \varepsilon_0 \frac{d\Phi_E}{dt} </math> | <math> I_d = \varepsilon_0 \frac{d\Phi_E}{dt} </math> | ||
=== | ===A02. Az Ampere-Maxwell egyenlet=== | ||
<math> \oint B dl = \mu_0 (I + \varepsilon_0 \frac{d\Phi_E}{dt}) </math> | <math> \oint B dl = \mu_0 (I + \varepsilon_0 \frac{d\Phi_E}{dt}) </math> | ||
=== | ===A03. A négy Maxwell egyenlet (mint az elektrodinamika axiómarendszere) === | ||
<table border="1" cellpadding="8" cellspacing="0"> | <table border="1" cellpadding="8" cellspacing="0"> | ||
| 656. sor: | 584. sor: | ||
[http://hu.wikipedia.org/wiki/Maxwell-egyenletek Wikipedia] | [http://hu.wikipedia.org/wiki/Maxwell-egyenletek Wikipedia] | ||
=== | ===A04. Az elektromágneses hullámok hullámegyenlete=== | ||
<math> \frac{\partial^2 E_y}{\partial x^2} = \mu_0 \varepsilon_0 \frac{\partial^2 E_y}{\partial t^2} </math><br /> | <math> \frac{\partial^2 E_y}{\partial x^2} = \mu_0 \varepsilon_0 \frac{\partial^2 E_y}{\partial t^2} </math><br /> | ||
<math> \frac{\partial^2 B_z}{\partial x^2} = \mu_0 \varepsilon_0 \frac{\partial^2 B_z}{\partial t^2} </math> | <math> \frac{\partial^2 B_z}{\partial x^2} = \mu_0 \varepsilon_0 \frac{\partial^2 B_z}{\partial t^2} </math> | ||
=== | ===A05.Az elektromágneses síkhullám (E,B) szerkezete=== | ||
# A hullámfrontok a terjedés irányára merőleges síkfelületek | # A hullámfrontok a terjedés irányára merőleges síkfelületek | ||
# Az E és B vektorok egymásra merőlegesek. | # Az E és B vektorok egymásra merőlegesek. | ||
# Az E és B vektorok azonos fázisú, haladási irányra merőleges transzverzális hullámmozgást reprezentálnak. | # Az E és B vektorok azonos fázisú, haladási irányra merőleges transzverzális hullámmozgást reprezentálnak. | ||
=== | ===A06. A vákuumbeli fénysebesség és az kapcsolata=== | ||
<math> c = \frac{1}{\sqrt{\mu_0 \varepsilon_0}} </math> | <math> c = \frac{1}{\sqrt{\mu_0 \varepsilon_0}} </math> | ||
=== | ===A07. A Poynting-vektor definíciója és fizikai tartalma=== | ||
<math> \overrightarrow{S} = \frac{1}{\mu_0} (\overrightarrow{E} \times \overrightarrow{B}) </math> | <math> \overrightarrow{S} = \frac{1}{\mu_0} (\overrightarrow{E} \times \overrightarrow{B}) </math> | ||
=== | ===A08. Az elektromágneses hullám energiája és impulzusa közötti kapcsolat.=== | ||
U = cp | U = cp | ||
===B01. Homogén, idõben változó elektromos mezõben fellépõ mágneses tér=== | |||
=== | |||
Jó, de mi a kérdés? Hogy milyen ez a mágneses tér? Ezt írja le a megfelelő Maxwell egyenlet, amit már egyszer kérdeztél. | Jó, de mi a kérdés? Hogy milyen ez a mágneses tér? Ezt írja le a megfelelő Maxwell egyenlet, amit már egyszer kérdeztél. | ||
=== | ===B02. Gyorsuló töltés által keltett elektromágneses hullámok kvalitatív magyarázata=== | ||
Az elektromágneses hullámok keltésének számos módja van. Mindegy azon alapul, hogy gyorsuló töltések elektromágneses sugárzást bocsájtanak ki. A 35-12 ábra szemlélteti a sugárzás eredetét. A 35-l2a ábrán, a töltés | Az elektromágneses hullámok keltésének számos módja van. Mindegy azon alapul, hogy gyorsuló töltések elektromágneses sugárzást bocsájtanak ki. A 35-12 ábra szemlélteti a sugárzás eredetét. A 35-l2a ábrán, a töltés eredetileg az O pontban nyugalomban van, az erővonalstruktúra gömbszimnesrikus. A t = 0 időpontban rövid dt ideig gyorsul és az 0’ pontba érve v = 0,2 c sebességet ér el, majd attól fogva állandó sebességgel halad és a t időpontban eléri a P pontot. Ekkor az erővonalak „összenyomódnak” (3- 12b ábra). Van tehát egy belső, „összenyomódott” térerősségstruktúra, és egy külső, eredeti, gömbszimmetrikus térerősségeloszlás, ahová még a gyorsuló, majd egyenletes sebességű mozgás hatása nem ért el. E két tartomány közötti törésvonal c sebességgel mozog kifelé, ez az a tartomány, amely a gyorsulásra vonatkozó információt őrzi. Tehát, O körül ct-nél nagyobb távolságokra, a gyorsulásra vonatkozó információ még nem érkezett meg, és a térerősségvonalak O felé, mint centrum felé mutatnak. O’-től ct-nél kisebb távolgokban az erővonalak a töltés pillanatnyi P helye felé mutatnak (35-l2b ábra). A két tartományt elválasztó törésvonalnak (rétegnek) fontos tulajdonsága, hogy ott az elektromos térerősségnek transzverzális komponense van. Ez a szétterjedő hullámban megjelenő transzverzális E térerősségű elektromos erőtér eredete. | ||
=== | ===B02. Az elektromágneses hullámok impulzusának fizikai magyarázata=== | ||
Elektromágneses hullámnak kitett vezető lemezben lévő elektron v driftsebességgel kezd mozogni (azaz, mintha egy viszkózus kozegben lenne). Így F = vb az elektronra ható erő (b a "surlódási állandó"), melyet az elektromos tér fejt ki: F = Ee (e az elektron (elemi) töltése). --> | Elektromágneses hullámnak kitett vezető lemezben lévő elektron v driftsebességgel kezd mozogni (azaz, mintha egy viszkózus kozegben lenne). Így F = vb az elektronra ható erő (b a "surlódási állandó"), melyet az elektromos tér fejt ki: F = Ee (e az elektron (elemi) töltése). --> | ||
<math> E_y = E_0 sin(\omega t) </math><br /> | <math> E_y = E_0 sin(\omega t) </math><br /> | ||
| 707. sor: | 633. sor: | ||
=== | ===B03. A sugárnyomás fogalma és fellépésének kvalitatív magyarázata.=== | ||
Azt az előző pontban láttuk, hogy az elektromágneses hullám erőt fejt ki a felületre. Az egységnyi felületre ható erőt hívjuk sugárnyomásnak (fénynyomásnak). | Azt az előző pontban láttuk, hogy az elektromágneses hullám erőt fejt ki a felületre. Az egységnyi felületre ható erőt hívjuk sugárnyomásnak (fénynyomásnak). | ||
==XXXVI. Fejezet== | ==XXXVI. Fejezet== | ||
===A01. A hullámfront és a fénysugár fogalma=== | |||
=== | |||
A fény terjedését sugarak és hullámfrontok jellemzik, a sugarak képzeletbeli vonalak a fény terjedés mentén, a hullámfrontok pedig képzelt felületek, amelyek merőlegesek a sugarakra, a fény terjedési irányába haladnak. A hullámfront minden pontjának fázisa azonos. | A fény terjedését sugarak és hullámfrontok jellemzik, a sugarak képzeletbeli vonalak a fény terjedés mentén, a hullámfrontok pedig képzelt felületek, amelyek merőlegesek a sugarakra, a fény terjedési irányába haladnak. A hullámfront minden pontjának fázisa azonos. | ||
=== | ===A02. A Huygens-elv=== | ||
A hullámfrontok minden pontja elemi (gömb) hullámok kiindulópontjának tekinthető, az elemi hullám a fény sebességével terjed tova. Egy későbbi t időpontban a hullámfront új helyzetét az elemi hullámok burkolója adja meg. | A hullámfrontok minden pontja elemi (gömb) hullámok kiindulópontjának tekinthető, az elemi hullám a fény sebességével terjed tova. Egy későbbi t időpontban a hullámfront új helyzetét az elemi hullámok burkolója adja meg. | ||
=== | ===A03. A Fermat-elv=== | ||
Két pont között a fény olyan úton terjed, amely megtételéhez ugyanannyi vagy kevesebb idő szükséges, mint bármely más út esetén. | Két pont között a fény olyan úton terjed, amely megtételéhez ugyanannyi vagy kevesebb idő szükséges, mint bármely más út esetén. | ||
=== | ===A04. Tükrök leképzési törvénye=== | ||
<math> \frac{1}{t} + \frac{1}{k} = \frac{1}{f} </math> | <math> \frac{1}{t} + \frac{1}{k} = \frac{1}{f} </math> | ||
nagyítás: | nagyítás: | ||
<math> N = -\frac{k}{t} </math> | <math> N = -\frac{k}{t} </math> | ||
=== | ===A05. Homorú tükör képalkotásának sugármenete=== | ||
[[File:Fizika2 segédlet Homorútükör.jpg]] | |||
=== | ===A06. Domború tükör képalkotásának sugármenete=== | ||
[[File:Fizika2 segédlet Domborútükör.jpg]] | |||
==XXXVII. Fejezet== | ==XXXVII. Fejezet== | ||
===A01. A törésmutató fogalma=== | |||
=== | |||
törésmutató: n | törésmutató: n | ||
<math> n = \frac{c}{v} </math> | <math> n = \frac{c}{v} </math> | ||
=== | ===A02. A diszperzió fogalma=== | ||
A törésmutató hullámhossztól való függését diszperziónak nevezzük. | A törésmutató hullámhossztól való függését diszperziónak nevezzük. | ||
=== | ===A03. A Snellius-Descartes törvény=== | ||
<math> n_1 sin \Theta_1 = n_2 sin \Theta_2 </math> | <math> n_1 sin \Theta_1 = n_2 sin \Theta_2 </math> | ||
=== | ===A04. A teljes fényvisszaverõdés határszöge=== | ||
könnyen megkapható, ha a Snellius-Descartes törvénybe <math> \Theta_2 </math> helyére <math> \frac{\Pi}{2} </math>-t helyettesítünk: <br /> | könnyen megkapható, ha a Snellius-Descartes törvénybe <math> \Theta_2 </math> helyére <math> \frac{\Pi}{2} </math>-t helyettesítünk: <br /> | ||
<math> sin \Theta_{hatar} = \frac{n_2}{n_1} </math> | <math> sin \Theta_{hatar} = \frac{n_2}{n_1} </math> | ||
=== | ===A05. Vékony lencsék leképzési törvénye=== | ||
<math> \frac{1}{t} + \frac{1}{k} = \frac{1}{f} </math> | <math> \frac{1}{t} + \frac{1}{k} = \frac{1}{f} </math> | ||
=== | ===A06. Képalkotás gyûjtõ lencsével=== | ||
Ha a tárgy távolsága a lencsétől nagyobb, mint a fókusztávolság, akkor fordított állású, valódi kép jön létre | Ha a tárgy távolsága a lencsétől nagyobb, mint a fókusztávolság, akkor fordított állású, valódi kép jön létre | ||
Ha a tárgy távolsága a lencsétől kisebb, mint a fókusztávolság, akkor azonos állású, virtuális kép jön létre | Ha a tárgy távolsága a lencsétől kisebb, mint a fókusztávolság, akkor azonos állású, virtuális kép jön létre | ||
=== | ===A07. Képalkotás szóró lencsével=== | ||
Szóró lencsével mindig csak virtuális képet hozhatun létre. | Szóró lencsével mindig csak virtuális képet hozhatun létre. | ||
=== | ===A08. A Fresnel lencsék=== | ||
Az úgynevezett Fresnel-lencse egy speciális kialakítású gyűjtőlencse. | Az úgynevezett Fresnel-lencse egy speciális kialakítású gyűjtőlencse. | ||
Jellemzője, hogy a koncentrikusan elhelyezkedő lencsemetszetek gyújtótávolságai a lencse fénytani középpontjától azonos távolságra vannak. | Jellemzője, hogy a koncentrikusan elhelyezkedő lencsemetszetek gyújtótávolságai a lencse fénytani középpontjától azonos távolságra vannak. | ||
| 771. sor: | 691. sor: | ||
http://www.freeweb.hu/hmika/Lexikon/Kepek/FresnLen.gif | http://www.freeweb.hu/hmika/Lexikon/Kepek/FresnLen.gif | ||
=== | ===A09. Lencsehibák=== | ||
Minden konkrét lencse mutat valamilyen lencsehibát, törvénytől való eltérést, aberrációt a képalkotásban. | Minden konkrét lencse mutat valamilyen lencsehibát, törvénytől való eltérést, aberrációt a képalkotásban. | ||
Pl szférikus aberráció: | Pl szférikus aberráció: | ||
http://titan.physx.u-szeged.hu/~fureszg/mtech/I-02/to-26-45.jpg | http://titan.physx.u-szeged.hu/~fureszg/mtech/I-02/to-26-45.jpg | ||
===B01. A fehér fény diszperziója prizmán, sugármenet.=== | |||
[[File:Fizika2 segédlet Diszperzió.jpg]] | |||
=== | ===B02. A szivárvány kialakulása=== | ||
A szivárvány olyan optikai jelenség, melyet az eső vagy páracseppek okoznak, mikor a fény prizmaszerűen megtörik rajtuk, és spektrumára bomlik. | A szivárvány olyan optikai jelenség, melyet az eső vagy páracseppek okoznak, mikor a fény prizmaszerűen megtörik rajtuk, és spektrumára bomlik. | ||
http://upload.wikimedia.org/wikipedia/commons/0/03/Rainbow1.png | http://upload.wikimedia.org/wikipedia/commons/0/03/Rainbow1.png | ||
=== | ===B02. Az üvegszál fényvezetésének kvalitatív magyarázata=== | ||
=== | ===B03. Vékony lencsék fókusztávolsága=== | ||
<math> \frac{1}{f} = (n-1)(\frac{1}{R_1}+ \frac{1}{R_2}) </math> | <math> \frac{1}{f} = (n-1)(\frac{1}{R_1}+ \frac{1}{R_2}) </math> | ||
==XXXVIII. Fejezet== | ==XXXVIII. Fejezet== | ||
===A01. A minimum helyek meghatározása két réses interferencia esetén. === | |||
=== | |||
<math> (m+\frac{1}{2}) \lambda = d sin \Theta </math> <br/> | <math> (m+\frac{1}{2}) \lambda = d sin \Theta </math> <br/> | ||
kis szögek esetén: <br /> | kis szögek esetén: <br /> | ||
<math> (m+\frac{1}{2}) \lambda = d \frac{y}{D} </math> <br/> | <math> (m+\frac{1}{2}) \lambda = d \frac{y}{D} </math> <br/> | ||
=== | ===A02. A maximum helyek meghatározása két réses interferencia esetén.=== | ||
<math> m \lambda = d sin \Theta </math> <br/> | <math> m \lambda = d sin \Theta </math> <br/> | ||
kis szögek esetén: <br /> | kis szögek esetén: <br /> | ||
<math> m \lambda = d \frac{y}{D} </math> <br/> | <math> m \lambda = d \frac{y}{D} </math> <br/> | ||
=== | ===A03. A fáziskülönbség kialakulása fénytörõ közeg jelenléte esetén=== | ||
közeg törésmutatója: n, vastagsága: b <br /> | közeg törésmutatója: n, vastagsága: b <br /> | ||
<math> \Phi = \frac{2\Pi b}{\lambda_a}(n-1) </math> | <math> \Phi = \frac{2\Pi b}{\lambda_a}(n-1) </math> | ||
=== | ===A04. Vékony rétegrõl visszaverõdõ fény interferenciája=== | ||
Amikor nagyobb törésmutatójú anyagról verődik vissza a fény, <math> \Pi </math> fázisugrást szenved, ha kisebbről, akkor nem. | Amikor nagyobb törésmutatójú anyagról verődik vissza a fény, <math> \Pi </math> fázisugrást szenved, ha kisebbről, akkor nem. | ||
Ami lényeges: a vékony réteg első és hátsó felületéről visszaverődő fénysugarak egymással interferálnak. Higy erősítés vagy gyangítés lép fel, az a vékony réteg vastagságától függ. Ilyen jelenség játszódik le pl amikor vékony olajfolt úszik a vizen, azért látjuk olyan érdekes színűnek. | Ami lényeges: a vékony réteg első és hátsó felületéről visszaverődő fénysugarak egymással interferálnak. Higy erősítés vagy gyangítés lép fel, az a vékony réteg vastagságától függ. Ilyen jelenség játszódik le pl amikor vékony olajfolt úszik a vizen, azért látjuk olyan érdekes színűnek. | ||
| 815. sor: | 732. sor: | ||
<math> N=0,1,2,3...</math> | <math> N=0,1,2,3...</math> | ||
=== | ===A05. A Michelson-féle interferometer=== | ||
[[File:Fizika2 segédlet Michelson interferométer.jpg]] | |||
=== | ===B01. Intenzitás eloszlás két rés esetén=== | ||
=== | ===B02. Intenzitás eloszlás kvalitatív megadása többréses interferencia esetén === | ||
=== | ===B02. A Newton gyűrűk=== | ||
A Newton gyűrűk a konvex lencse és a sima üveglap közötti visszaverődések következtében keletkeznek. | A Newton gyűrűk a konvex lencse és a sima üveglap közötti visszaverődések következtében keletkeznek. | ||
==XXXIX. Fejezet== | ==XXXIX. Fejezet== | ||
===A01. A Fresnel-féle diffrakció definíciója=== | |||
=== | |||
A Fresnel-féle diffrakcióról akkor beszélünk, ha a fényforrás és az ernyő véges távolságban van az elhajlást okozó nyílástól vagy akadálytól. | A Fresnel-féle diffrakcióról akkor beszélünk, ha a fényforrás és az ernyő véges távolságban van az elhajlást okozó nyílástól vagy akadálytól. | ||
=== | ===A02. A Fraunhofer-féle diffrakció definíciója=== | ||
Fraunhofer-féle diffrakcióról akkor beszélünk, amikor a fényforrás és az ernyő távolsága az elhajlást okozó nyílástól vagy akadálytól végtelen távolságúnak tekinthető, így a fénysugarak gyakorlatilag párhuzamosnak tekinthetőek. | Fraunhofer-féle diffrakcióról akkor beszélünk, amikor a fényforrás és az ernyő távolsága az elhajlást okozó nyílástól vagy akadálytól végtelen távolságúnak tekinthető, így a fénysugarak gyakorlatilag párhuzamosnak tekinthetőek. | ||
=== | ===A03. Az egyréses Fraunhofer-elhajlás minimumhelyei=== | ||
<math> m\lambda = a sin \Theta </math> | <math> m\lambda = a sin \Theta </math> | ||
=== | ===A04. A fázisvektor (fazor) fogalma=== | ||
=== | ===A05. Egyetlen rés (Fraunhofer) diffrakciójának intenzitás görbéje (rajz).=== | ||
[[File:Fizika2 segédlet Egyreses intenzitas.jpg]] | |||
=== | ===A06. A felbontóképesség Rayleigh-féle kritériuma.=== | ||
Két azonos intenzitású pontforrás megkülönböztetéséhez arra van szükség, hogy a egyik elhajlási képének középső csúcsa a másik elhajlási képében a maximális értékhez ne essen közelebb az első minimumnál. | Két azonos intenzitású pontforrás megkülönböztetéséhez arra van szükség, hogy a egyik elhajlási képének középső csúcsa a másik elhajlási képében a maximális értékhez ne essen közelebb az első minimumnál. | ||
=== | ===A07. Többréses interferencia fõmaximumainak meghatározása.=== | ||
<math> m\lambda = d sin \Theta </math> | <math> m\lambda = d sin \Theta </math> | ||
=== | ===A08. A diszperzió definíciója=== | ||
A diszperzió a rácsok vagy prizmák azon tulajdonságát méri, hogy a <math> d\lambda </math> hullámhossztartományt milyen széles <math> d\Theta </math> szögtartományra szórja szét: | A diszperzió a rácsok vagy prizmák azon tulajdonságát méri, hogy a <math> d\lambda </math> hullámhossztartományt milyen széles <math> d\Theta </math> szögtartományra szórja szét: | ||
<math> D = \frac{d\Theta}{d\lambda} </math> | <math> D = \frac{d\Theta}{d\lambda} </math> | ||
=== | ===A09. A felbontóképesség definíciója.=== | ||
Megmutatja, hogy a rács mennyire közeli hullámhosszúságú színeket tud szétválasztani. | Megmutatja, hogy a rács mennyire közeli hullámhosszúságú színeket tud szétválasztani. | ||
=== | ===A10. A Bragg-féle szórási feltétel=== | ||
m = 1,2,3... | m = 1,2,3... | ||
<math> \Phi </math> = beeső sugár iránya az atomsíkhoz képest | <math> \Phi </math> = beeső sugár iránya az atomsíkhoz képest | ||
| 864. sor: | 778. sor: | ||
<math> m\lambda = 2d sin \Phi </math> | <math> m\lambda = 2d sin \Phi </math> | ||
=== | ===A11. A rácssík fogalma=== | ||
=== | ===A12. A hologram készítésének alapvetõ (vázlatos) elrendezése.=== | ||
TK 952. oldal 39-36 ábra | TK 952. oldal 39-36 ábra | ||
=== | ===A13. A holografikus kép keletkezésének alapvetõ (vázlatos) elrendezése.=== | ||
TK 952. oldal 39-36 ábra | TK 952. oldal 39-36 ábra | ||
=== | ===B01. A Fresnel zónák fogalma=== | ||
párhuzamos fénnyaláb köralakú lyukon áthaladva diffrakciós képet hoz létre egy ernyőn. Osszuk ezt a képet koncentrikus köralakú zónákra a következő képpen: A középső zonába olyan elemi hullámok érkeznek, melyek fáziskülönbsége 0 és <math> \Pi </math> közé esik, a következő zónába <math> 2\Pi </math> és <math> 3\Pi </math> közé esők, stb... | párhuzamos fénnyaláb köralakú lyukon áthaladva diffrakciós képet hoz létre egy ernyőn. Osszuk ezt a képet koncentrikus köralakú zónákra a következő képpen: A középső zonába olyan elemi hullámok érkeznek, melyek fáziskülönbsége 0 és <math> \Pi </math> közé esik, a következő zónába <math> 2\Pi </math> és <math> 3\Pi </math> közé esők, stb... | ||
Ezek a Fresnel-zónák | Ezek a Fresnel-zónák | ||
=== | ===B02. Az elektromos térerõsség amplitudó (grafikus) meghatározása fazor-összeadás segítségével (ábra). === | ||
Tk. 950. oldal, 39-30 ábra | Tk. 950. oldal, 39-30 ábra | ||
=== | ===B02. Egyetlen rés Fraunhofer diffrakciójának intenzitás eloszlása (formula).=== | ||
<math> I = I_0 (\frac{sin\alpha}{\alpha})^2 </math> | <math> I = I_0 (\frac{sin\alpha}{\alpha})^2 </math> | ||
=== | ===B03. Köralakú apertura felbontóképessége (minimális felbontási szög meghatározása).=== | ||
<math> \Theta_R = 1.22 \frac{\lambda}{D} </math> | <math> \Theta_R = 1.22 \frac{\lambda}{D} </math> | ||
=== | ===B04. Rács diszperziója=== | ||
<math> D = \frac{m}{d cos\Theta} </math> | <math> D = \frac{m}{d cos\Theta} </math> | ||
=== | ===B05. Rács felbontóképessége=== | ||
ahol N a rések száma | ahol N a rések száma | ||
<math> R = \frac{\lambda}{\Delta \lambda} = Nm </math> | <math> R = \frac{\lambda}{\Delta \lambda} = Nm </math> | ||
=== | ===B06. A Fresnel-féle zónalemez=== | ||
Ha egy átlátszó filmen minden második Fresnel-zónát (ld. B01) átlátszatlanná teszünk, akkor Fresnel zónalemezhez jutunk. | Ha egy átlátszó filmen minden második Fresnel-zónát (ld. B01) átlátszatlanná teszünk, akkor Fresnel zónalemezhez jutunk. | ||
==XL. Fejezet== | ==XL. Fejezet== | ||
===A01. A lineárisan polarizált fény=== | |||
=== | |||
A transzverzális hullámok lineárisan polarizáltak, ha a hullámmal kapcsolatos rezgések egy, a térben rögzített iránnyal párhuzamosan mennek végbe. | A transzverzális hullámok lineárisan polarizáltak, ha a hullámmal kapcsolatos rezgések egy, a térben rögzített iránnyal párhuzamosan mennek végbe. | ||
=== | ===A02. A dipólantennából érkező sugárzás polarizációja=== | ||
Az antennából kibocsátott mikrohullámok abban az irányban vannak polarizálva, amelyben, az antenna huzalában a töltések gyorsulnak. | Az antennából kibocsátott mikrohullámok abban az irányban vannak polarizálva, amelyben, az antenna huzalában a töltések gyorsulnak. | ||
=== | ===A03. A polarizálatlan fény=== | ||
Az atomok egymástól függetlenül bocsájtják ki a fényt, az eredő fény sok hullámvonulat szuperpozíciója, amelyben a hullámvonulatok elektromos térerősség vektorainak iránya véletlenszerű eloszlást mutat a terjedés irányára merőleges valamennyi irányban. | Az atomok egymástól függetlenül bocsájtják ki a fényt, az eredő fény sok hullámvonulat szuperpozíciója, amelyben a hullámvonulatok elektromos térerősség vektorainak iránya véletlenszerű eloszlást mutat a terjedés irányára merőleges valamennyi irányban. | ||
=== | ===A04. A polárszűrő=== | ||
Ideális esetben a beeső polarizálatlan fény 50%át elnyeli 50%át átengedi. | Ideális esetben a beeső polarizálatlan fény 50%át elnyeli 50%át átengedi. | ||
=== | ===A05. Malus törvénye=== | ||
<math> I = I_0 cos^2\Theta </math> | <math> I = I_0 cos^2\Theta </math> | ||
=== | ===A06. Brewster törvénye (magyarázó ábrával)=== | ||
dielektrikum határán visszaverődő fény 100%os polarizáltságának feltétele: | dielektrikum határán visszaverődő fény 100%os polarizáltságának feltétele: | ||
jelölje <math> \Theta </math> a beesési szöget (Brewster szög). | jelölje <math> \Theta </math> a beesési szöget (Brewster szög). | ||
<math> tg\Theta = n </math> | <math> tg\Theta = n </math> | ||
=== | ===A07. A fázistoló lemez működési elve. === | ||
A fény a polarizációjától függően két különböző terjedési sebességgel halad át az anyagokon. Tegyük fel, hogy a kalcitból vékony hasábot vágunk ki úgy, hogy adott hullámhossz esetén a hasábból kilépő o- sugár éppen fél hullámhosszal maradjon le az e sugár mögött. A két sugár fáziskülönbsége ilyenkor pont 180 fok az ilyen hasábot lambda/2es lemeznek nevezzük. | A fény a polarizációjától függően két különböző terjedési sebességgel halad át az anyagokon. Tegyük fel, hogy a kalcitból vékony hasábot vágunk ki úgy, hogy adott hullámhossz esetén a hasábból kilépő o- sugár éppen fél hullámhosszal maradjon le az e sugár mögött. A két sugár fáziskülönbsége ilyenkor pont 180 fok az ilyen hasábot lambda/2es lemeznek nevezzük. | ||
lambda/4-es lemez ugyanez, csak 90 fokos fáziskülönbséget hoz létre a két sugár között. | lambda/4-es lemez ugyanez, csak 90 fokos fáziskülönbséget hoz létre a két sugár között. | ||
=== | ===A08. Az optikai aktivitás fogalma=== | ||
Az olyan anyagokat, amelyekben a fény áthaladásakor a fény polarizációjának iránya elfordul, optikailag aktív anyagoknak nevezzük. | Az olyan anyagokat, amelyekben a fény áthaladásakor a fény polarizációjának iránya elfordul, optikailag aktív anyagoknak nevezzük. | ||
=== | ===A09. A folyadékkristály kijelzők (LCD) működési elve=== | ||
TK 971. oldal 40-18 as ábra | TK 971. oldal 40-18 as ábra | ||
A folyadékkristály molekulái rendezettebbek, mint a folyadékoké, de nem annyira, mint a kristályoké. Egyes a fény polarizációs síkját elforgatják, de ezt a tulajdonságukat kis elektromos térerősség hatására elveszítik. A 90 fokos elforgatást okozó folyadékkristály lemezt két keresztezett polarizátor közé helyezik, és egy tükröt helyeznek az így kialakult rendszer mögé. Ha szemből fény éri az eszközt, akkor a 90 fokos forgatás miatt mindkét polarizátorol áthalad a fény és | A folyadékkristály molekulái rendezettebbek, mint a folyadékoké, de nem annyira, mint a kristályoké. Egyes a fény polarizációs síkját elforgatják, de ezt a tulajdonságukat kis elektromos térerősség hatására elveszítik. A 90 fokos elforgatást okozó folyadékkristály lemezt két keresztezett polarizátor közé helyezik, és egy tükröt helyeznek az így kialakult rendszer mögé. Ha szemből fény éri az eszközt, akkor a 90 fokos forgatás miatt mindkét polarizátorol áthalad a fény és visszaverődve a tükörről világosnak látszik. Ha feszültséget kapcsolunk a folyadékkristály lemezre, akkor már nem forgat 90 fokkal, így a belső polarizátor kiszűr minden fényt, sötét lesz. LCD cuccokban sok millió ilyen kicsi rendszer alkot hálózatot, külön külön állítható feszültségszinttel. | ||
=== | ===B01. A Malus törvény kísérleti igazolása polárszűrő lemezekkel.=== | ||
=== | ===B02. A polarizálatlan fény szóródása molekulákon (magyarázó ábra) === | ||
=== | ===B02. A kettőstörés sugármenete és polarizációs állapotai („o” és „e” sugarak)=== | ||
=== | ===B03. A lambda62-es fázistoló lemez és a fény polarizációs állapotai=== | ||
=== | ===B04. A lambda/4-es fázistoló lemez és a fény polarizációs állapotai=== | ||
===B05. A feszültség optikai vizsgálatok elve=== | |||
==XLII. Fejezet== | ==XLII. Fejezet== | ||
===A01. Rajzolja fel, a fekete test spektrális energiasűrűségét megadó ábrát.=== | |||
=== | |||
1021 oldal 42-2 ábra. | 1021 oldal 42-2 ábra. | ||
=== | ===A02. Adja meg a Stefan-Boltzmann féle törvényt=== | ||
Ahol R az emittancia, vagyis a fekete test által egységnyi idő alatt egységnyi felületen, valamennyi hullámhosszán kisugárzott energia. T abszolút hőmérséklet. <math> \sigma </math>= Stefan-Boltzmann állandó. | Ahol R az emittancia, vagyis a fekete test által egységnyi idő alatt egységnyi felületen, valamennyi hullámhosszán kisugárzott energia. T abszolút hőmérséklet. <math> \sigma </math>= Stefan-Boltzmann állandó. | ||
<math> R = \sigma T^4 </math> | <math> R = \sigma T^4 </math> | ||
=== | ===A03. Mit nevezünk „ultraibolya” katasztrófának=== | ||
A Rayleigh-Jeans sugárzási törvény: jól illeszkedik nagyon nagy hullámhosszon végzett mérésekhez. Másutt mindenütt drasztikus eltérés mutatkozik a mérési eredményekhez képest. Ez az eltérés a rövidhullámhosszoknál volt a legjelentősebb, ezért nevezik ultraibolya katasztrófának. | A Rayleigh-Jeans sugárzási törvény: jól illeszkedik nagyon nagy hullámhosszon végzett mérésekhez. Másutt mindenütt drasztikus eltérés mutatkozik a mérési eredményekhez képest. Ez az eltérés a rövidhullámhosszoknál volt a legjelentősebb, ezért nevezik ultraibolya katasztrófának. | ||
=== | ===A04. Adja meg a harmonikus oszcillátor Planck-féle (energia)kvantálási törvényét=== | ||
ahol h a Planck állandó | ahol h a Planck állandó | ||
<math> E_{megengedett} = nhf </math> | <math> E_{megengedett} = nhf </math> | ||
=== | ===A05. Ismertesse a fényelektromos jelenséget (csak a kísérletet és annak eredményét!)=== | ||
Fény hatására elektronok lépnek ki az elektródából. | Fény hatására elektronok lépnek ki az elektródából. | ||
A kísérlet: 42-7es ábra, 1028. oldal | A kísérlet: 42-7es ábra, 1028. oldal | ||
eredménye: a kilépő elektronok kinetikus energiája nem függ a fény intenzitásától, csak a fény frekvenciájától. Van egy küszöbfrekvencia, ami alatt nem jelenik meg fotoelektron. Nem figyeltek meg késési időt abban az esetben, ha gyengébb fénnyel világítottak, ahhoz képest, amikor erősebbel. | eredménye: a kilépő elektronok kinetikus energiája nem függ a fény intenzitásától, csak a fény frekvenciájától. Van egy küszöbfrekvencia, ami alatt nem jelenik meg fotoelektron. Nem figyeltek meg késési időt abban az esetben, ha gyengébb fénnyel világítottak, ahhoz képest, amikor erősebbel. | ||
=== | ===A06. Ismertesse a fényelektromos jelenség Einstein-féle magyarázatát=== | ||
Az f frekvenciájú sugárzás emissziója és abszorpciója mindig kvantumok (fotonok) formájában történik, amelyek energiája E=h*f. a foton a térben lokalizált és a forrástól c sebességgel távolodik. az anyagból akkor tud kilépni elektron ha legyőzi a kilépési munkát a fenn maradó rész pedig mozgási energia lesz -> h*f = Kmax + Wo | Az f frekvenciájú sugárzás emissziója és abszorpciója mindig kvantumok (fotonok) formájában történik, amelyek energiája E=h*f. a foton a térben lokalizált és a forrástól c sebességgel távolodik. az anyagból akkor tud kilépni elektron ha legyőzi a kilépési munkát a fenn maradó rész pedig mozgási energia lesz -> h*f = Kmax + Wo | ||
=== | ===A07. Vázolja fel egy fotocella szerkezeti felépítését=== | ||
=== | ===A08. Ismertesse a Compton effektust=== | ||
Vékony szénlapra monokromatikus röntgensugár nyalábot irányított és megfigyelte, hogy a lapról különböző szögben szórt röntgen sugarak <math> \lambda </math>’ hullámhossza nagyobb, mint a beeső sugarak <math> \lambda_0 </math> hullámhossza. A <math> \Delta\lambda = \lambda' - \lambda_0 </math> hullámhossz eltolódás végül a céltárgy anyagától függetlennek bizonyult, tehát a jelenség az elektronnal kapcsolatos. A folyamatban a foton kezdetben nyugalomban lévő elektronnal részecskeszerűen ütközik, így szórt foton és szórt elektron keletkezik. Ebből az következik, hogy a fotonnak impulzusa van, és a folyamat kísérlet során teljesült az impulzusmegmaradás törvénye: | Vékony szénlapra monokromatikus röntgensugár nyalábot irányított és megfigyelte, hogy a lapról különböző szögben szórt röntgen sugarak <math> \lambda </math>’ hullámhossza nagyobb, mint a beeső sugarak <math> \lambda_0 </math> hullámhossza. A <math> \Delta\lambda = \lambda' - \lambda_0 </math> hullámhossz eltolódás végül a céltárgy anyagától függetlennek bizonyult, tehát a jelenség az elektronnal kapcsolatos. A folyamatban a foton kezdetben nyugalomban lévő elektronnal részecskeszerűen ütközik, így szórt foton és szórt elektron keletkezik. Ebből az következik, hogy a fotonnak impulzusa van, és a folyamat kísérlet során teljesült az impulzusmegmaradás törvénye: | ||
<math> p_{foton} = \frac{hf}{c} = \frac{h}{\lambda} </math> | <math> p_{foton} = \frac{hf}{c} = \frac{h}{\lambda} </math> | ||
=== | ===A09. Vázolja fel az (optikai) „két réses kísérletet” === | ||
42-15 ábra. | 42-15 ábra. | ||
=== | ===A10. Adja meg a kétréses kísérlet „fotonos” tárgyalását=== | ||
Ha mind a két rés nyitva van, akkor rendes kétréses interferencia képet látunk, azonban ha az expozíciós idő felére az egyik majd a másik rést tartjuk zárva akkor, a kép két egyréses elhajlás szuperpozíciója lesz. Ebből arra a következtetésre jutottak, hogy minden foton csak saját magával interferál. | Ha mind a két rés nyitva van, akkor rendes kétréses interferencia képet látunk, azonban ha az expozíciós idő felére az egyik majd a másik rést tartjuk zárva akkor, a kép két egyréses elhajlás szuperpozíciója lesz. Ebből arra a következtetésre jutottak, hogy minden foton csak saját magával interferál. | ||
===B01. Adja meg a „feketetest” fogalmát=== | |||
B01. Adja meg a „feketetest” fogalmát | |||
B02. Adja meg a Wien-féle eltolódási törvényt | ===B02. Adja meg a Wien-féle eltolódási törvényt=== | ||
Az abszolút hőmérséklet emelkedésével a spektrális eloszlás maximumához tartozó hullámhossz a rövidebb hullámok felé tolódik el. | Az abszolút hőmérséklet emelkedésével a spektrális eloszlás maximumához tartozó hullámhossz a rövidebb hullámok felé tolódik el. | ||
lambdam*T=állandó | lambdam*T=állandó | ||
B03. Adja meg a Planck- féle sugárzási törvény matematikai alakját | ===B02. Adja meg a „Rayleigh-Jeans féle sugárzási törvényt=== | ||
===B03. Adja meg a Planck- féle sugárzási törvény matematikai alakját=== | |||
<math> du_ \lambda = f( \lambda , T ) d \lambda = \frac{8 \pi h c \lambda^{-5}}{e^{ h c / \lambda k T } - 1} d \lambda </math> | <math> du_ \lambda = f( \lambda , T ) d \lambda = \frac{8 \pi h c \lambda^{-5}}{e^{ h c / \lambda k T } - 1} d \lambda </math> | ||
===B04. Rajzolja fel a „foto-elektromos áram – alkalmazott feszültség” mérési görbét === | |||
===B05. Adja meg a Compton eltolódást (hullámhosszváltozást) megadó formulát=== | |||
===B06. Mit nevezünk „párkeltésnek”?=== | |||
==XLIII. Fejezet== | ==XLIII. Fejezet== | ||
===A01. A Thoson-féle atommodell=== | |||
=== | |||
Az atom tömegének nagy részét egy Ze pozitív töltésű folyadékgömb tartalmazza. Az elektronok ennek a pozitív folyadéknak a belsejébe vannak beágyazva. "mazsolás puding" | Az atom tömegének nagy részét egy Ze pozitív töltésű folyadékgömb tartalmazza. Az elektronok ennek a pozitív folyadéknak a belsejébe vannak beágyazva. "mazsolás puding" | ||
=== | ===A02. A Rutherford-féle atommodell és hiányosságai=== | ||
Nagy tömegű központi töltés a központi régióban, az úgynevezett atommagban koncentrálódik. | Nagy tömegű központi töltés a központi régióban, az úgynevezett atommagban koncentrálódik. | ||
Mi tartja együtt a mag töltéseit? Mi tartja távol a negatív töltésű elektronokat a pozitívtöltésű atommagtól? | Mi tartja együtt a mag töltéseit? Mi tartja távol a negatív töltésű elektronokat a pozitívtöltésű atommagtól? | ||
=== | ===A03. A Bohr-féle atommodell és posztulátumai=== | ||
# Az elektron a proton körül körpályán mozog a klasszikus mechanika törvényei szerint. | # Az elektron a proton körül körpályán mozog a klasszikus mechanika törvényei szerint. | ||
# Az elektronok csak bizonyos megengedett r sugarú pályákon mozoghatnak, s ezeken nem sugároznak. Minthogy ezeken a pályákon az E energia állandó, az elektron ezeken a pályákon stacionárius állapotban van. | # Az elektronok csak bizonyos megengedett r sugarú pályákon mozoghatnak, s ezeken nem sugároznak. Minthogy ezeken a pályákon az E energia állandó, az elektron ezeken a pályákon stacionárius állapotban van. | ||
| 1 024. sor: | 925. sor: | ||
# stacionárius állapotom közti átmenetek úgy mennek végbe, hogy az elektron valahogyan átugrik egyik állapotból a másikba. Ekkor az atom elektromágneses hullámokat bocsát ki vagy nyel el. A két energia állapot energiája közti különbség egyenlő a kibocsátott sugárzás energiakvantumával. | # stacionárius állapotom közti átmenetek úgy mennek végbe, hogy az elektron valahogyan átugrik egyik állapotból a másikba. Ekkor az atom elektromágneses hullámokat bocsát ki vagy nyel el. A két energia állapot energiája közti különbség egyenlő a kibocsátott sugárzás energiakvantumával. | ||
===A04. A hidrogén atom energia szintjei [eV]-ban kifejezve === | |||
=== | |||
<math> E_n= \frac{13,6eV}{n^2} </math> | <math> E_n= \frac{13,6eV}{n^2} </math> | ||
=== | ===A05. A (Bohr-féle) „korrespondencia elv”=== | ||
Minden új elméletnek arra a klasszikus elméletre kell redukálódnia, amely megfelel a klasszikus helyzetre illő körülményekre alkalmazva. | Minden új elméletnek arra a klasszikus elméletre kell redukálódnia, amely megfelel a klasszikus helyzetre illő körülményekre alkalmazva. | ||
=== | ===A06. A de-Broglie féle hullámhossz definíciója === | ||
Az elektron az atommag körül állóhummálként van jelen, hullámhossza a De Brogli hullámhossz: | Az elektron az atommag körül állóhummálként van jelen, hullámhossza a De Brogli hullámhossz: | ||
<math> \lambda = \frac{h}{p} </math>, ahol p a részecske impulzusa. | <math> \lambda = \frac{h}{p} </math>, ahol p a részecske impulzusa. | ||
=== | ===A07. A de-Broglie féle (hidrogén) atom modell=== | ||
A hidrogén atommodell Bohr modelljében keringő elektronoknak megfelelő a de-Broglie hullámok állóhullámok. Csomópontok közti távolság lambda / 2. | A hidrogén atommodell Bohr modelljében keringő elektronoknak megfelelő a de-Broglie hullámok állóhullámok. Csomópontok közti távolság lambda / 2. | ||
=== | ===A08. A Davisson-Germer kísérlet és (kvalitatív) eredménye=== | ||
Az elektronok fémfelületekről történő visszaverődést tanulmányozták, ahelyett hogy az elektronok tetszőeges szögben egyenletesen szóródtak volna egyes irányokba több, másokba kevesebb elektron szóródott, a kísérlet eredménye hogy a szokatlan szórásért az anyaghullámok a felelősek. | Az elektronok fémfelületekről történő visszaverődést tanulmányozták, ahelyett hogy az elektronok tetszőeges szögben egyenletesen szóródtak volna egyes irányokba több, másokba kevesebb elektron szóródott, a kísérlet eredménye hogy a szokatlan szórásért az anyaghullámok a felelősek. | ||
=== | ===A09. Az idõtõl független Schrödinger egyenlet (egy dimenzióban)=== | ||
=== | ===A10. A hullámfüggvény Born-féle értelmezése=== | ||
Einstein feltevése, hogy E^2 legyen arányos annak a valószínűségével, hogy az adott hely környezetében egy fotont találunk. Born kiterjesztette a hullámfüggvény értelmezésére azt feltételezte, hogy <math> |\Psi|^2 </math> annak a valószínűsége, hogy a részecske az adott tartományban tartózkodik. P = <math> |\Psi|^2 </math> | Einstein feltevése, hogy E^2 legyen arányos annak a valószínűségével, hogy az adott hely környezetében egy fotont találunk. Born kiterjesztette a hullámfüggvény értelmezésére azt feltételezte, hogy <math> |\Psi|^2 </math> annak a valószínűsége, hogy a részecske az adott tartományban tartózkodik. P = <math> |\Psi|^2 </math> | ||
=== | ===A11. A (1D) dobozba zárt részecske állapotfüggvényeinek grafikus ábrázolása=== | ||
1060. oldal, 43-18 ábra. | 1060. oldal, 43-18 ábra. | ||
=== | ===A12. A (1D) dobozba zárt részecske "megtalálási valószínűség-sűrűség" függvényeinek grafikus ábrázolása=== | ||
43-19 ábra | 43-19 ábra | ||
=== | ===A13. (1D) Dobozba zárt részecske energiaszintjeinek a „n” kvantumszámtól === | ||
<math> E_n = (\frac{h^2}{SmD^2})n^2 </math> | <math> E_n = (\frac{h^2}{SmD^2})n^2 </math> | ||
=== | ===A14. Az alagút effektus jelensége=== | ||
Az elektron hullámfüggvénye be tud hatolni a falba és a fal túloldalán is a zérustól különböző értéket vehet fel. Ez azt jelenti, hogy esetleg úgy találjuk, hogy az elektron egy kvantummechanikai alagúton átjutott a potenciál gáton ahova a klasszikus elmélet szerint sosem juthatott volna. | Az elektron hullámfüggvénye be tud hatolni a falba és a fal túloldalán is a zérustól különböző értéket vehet fel. Ez azt jelenti, hogy esetleg úgy találjuk, hogy az elektron egy kvantummechanikai alagúton átjutott a potenciál gáton ahova a klasszikus elmélet szerint sosem juthatott volna. | ||
=== | ===A15. A Heisenberg-féle határozatlansági összefüggés=== | ||
Egy részecske helyének és impulzusának egyidejű mérésekor a határozatlanságok szorzata nagyobb vagy olyan nagyságrendű, mint a h/2*pi szám. | Egy részecske helyének és impulzusának egyidejű mérésekor a határozatlanságok szorzata nagyobb vagy olyan nagyságrendű, mint a h/2*pi szám. | ||
===B01. A Rutherford-féle szórási kísérlet és eredménye === | |||
===B02. A (Bohr-féle) korrespondencia elv érvényessége hidrogén atom esetén=== | |||
B02. A (Bohr-féle) korrespondencia elv érvényessége hidrogén atom esetén | |||
===B02. Az állapotfüggvény normálása=== | |||
===B03. A (1D) dobozba zárt részecske normált állapotfüggvényei=== | |||
===B04. Az „alagút mikroszkóp” mûködési elve=== | |||
===B05. A Bohr-féle „komplementaritási elv”=== | |||
==XLIV. Fejezet== | ==XLIV. Fejezet== | ||
===A01. Az (idõfüggetlen) 3D Schrödinger-egyenlet Descartes koordináta rendszerben=== | |||
=== | |||
<math> -\frac{\hslash^2}{2m}(\frac{\partial^2\Psi}{\partial x^2} + \frac{\partial^2\Psi}{\partial y^2} + \frac{\partial^2\Psi}{\partial z^2}) + U(x,y,z)\Psi = E_{\Psi} </math><br /> | <math> -\frac{\hslash^2}{2m}(\frac{\partial^2\Psi}{\partial x^2} + \frac{\partial^2\Psi}{\partial y^2} + \frac{\partial^2\Psi}{\partial z^2}) + U(x,y,z)\Psi = E_{\Psi} </math><br /> | ||
<math> U(x,y,z) = -(\frac{1}{4\Pi \varepsilon_0})\frac{e^2}{\sqrt{(x^2+y^2+z^2)}} </math> | <math> U(x,y,z) = -(\frac{1}{4\Pi \varepsilon_0})\frac{e^2}{\sqrt{(x^2+y^2+z^2)}} </math> | ||
=== | ===A02. A hidrogén atom elektronállapotainak általános (szeparált) matematikai alakja=== | ||
=== | ===A03. A (L) perdület nagyságának a kvantálási törvénye=== | ||
l a mellékkvantumszám | l a mellékkvantumszám | ||
<math> L = \hslash \sqrt{l(l+1)} </math> | <math> L = \hslash \sqrt{l(l+1)} </math> | ||
=== | ===A04. A (L) perdület „z” irányú komponensének a kvantálási törvénye=== | ||
m a mágneses kvantumszám | m a mágneses kvantumszám | ||
<math> L = \hslash m_l </math> | <math> L = \hslash m_l </math> | ||
=== | ===A05. A () perdület vektor (!) kvantálásának grafikus szemléltetése=== | ||
1079. oldal 44-3 as ábra | 1079. oldal 44-3 as ábra | ||
=== | ===A06. A Stern-Gerlach kísérlet === | ||
A kísérlet a spin-mégneses momentum beállását demonstrálta a mágneses térben. Semleges ezüst atomokból álló sugarat bocsátottak keresztül inhomogén mágneses téren. Az ezüst atom mágneses momentuma egyetlen vegyérték elektronból származik, amelynek kvantummechanika szerint nincs pálya-mágnesesmomentuma (l = 0), ezért a mágneses momentum csak a spinnek tulajdonítható. A kérdés az, hogy hogy a mégneses téren átlőtt atomnyaláb egy vagy három foltban csapódik az ernyőre (Bohr illetve Sommerfeld törvényei szerint). A várakozásokkal ellentétben 2 jól szétválasztható vonal érkezett, bizonyítva ezzel a spin-mágnesesmomentum térbeli orientációját a mágneses tér hatására. | A kísérlet a spin-mégneses momentum beállását demonstrálta a mágneses térben. Semleges ezüst atomokból álló sugarat bocsátottak keresztül inhomogén mágneses téren. Az ezüst atom mágneses momentuma egyetlen vegyérték elektronból származik, amelynek kvantummechanika szerint nincs pálya-mágnesesmomentuma (l = 0), ezért a mágneses momentum csak a spinnek tulajdonítható. A kérdés az, hogy hogy a mégneses téren átlőtt atomnyaláb egy vagy három foltban csapódik az ernyőre (Bohr illetve Sommerfeld törvényei szerint). A várakozásokkal ellentétben 2 jól szétválasztható vonal érkezett, bizonyítva ezzel a spin-mágnesesmomentum térbeli orientációját a mágneses tér hatására. | ||
=== | ===A07. Az (S) elektron-spin kvantálási törvénye=== | ||
=== | ===A08. A Pauli-féle kizárási elv=== | ||
Egy atomban nem lehet két olyan elektron, amelynek mind a négy kvantumszámaazonos. | Egy atomban nem lehet két olyan elektron, amelynek mind a négy kvantumszámaazonos. | ||
=== | ===A09. Elemek elektronkonfigurációjának a „jelölése” (a Paschen-féle „szabályos” esetben) === | ||
=== | ===A10. A röntgen sugarak keletkezésének atom-fizikai magyarázata=== | ||
===A11. A LASER- betűszó jelentése=== | |||
===A12. A Laser működés mikro-fizikai alapja=== | |||
===B01. A „spin-pálya csatolás” definíciója és fizikai jelentése=== | |||
B02. A | ===B02. A (J) teljes impulzusmomentum kvantálási törvényei=== | ||
===B02. A spektroszkópiai jelölésrendszer === | |||
===B03. A hidrogén atom elektronjának az alapállapoti hullámfüggvénye=== | |||
===B04. A „populációinverzió” fogalma=== | |||
===B05. Az „optikai rezonátor” szerepe a laser mûködésében=== | |||
==XLV. Fejezet== | ==XLV. Fejezet== | ||
===A01. A stabil atommagok (kvalitatív) „proton-neutron diagramja” === | |||
A01. A stabil atommagok (kvalitatív) „proton-neutron diagramja” | |||
===A02. A „kötési energia” fogalma=== | |||
===A03. A „felezési idõ” fogalma=== | |||
===A04. Az „aktivitás” fogalma és mértékegysége=== | |||
===A05. A „bomlási állandó” fogalma és mértékegysége=== | |||
===A06. Az „-bomlás” definíciója=== | |||
===A07. A „-bomlás” definíciója=== | |||
===A08. A „-bomlás” definíciója=== | |||
===A09. A „-bomlás” és az „antineutrinó”=== | |||
===A10. A „spontán maghasadás” jelensége=== | |||
===A11. Az atomreaktor működésének (nukleáris) alapja=== | |||
===A12 Az atombomba működésének (nukleáris) alapja=== | |||
===A13. A „tenyésztõ” reaktorok feladata=== | |||
===A14. Az „atommagfúzió” jelensége=== | |||
===A15 A „fúziós energiatermelés” aktuális kérdései (TOKOMAK)=== | |||
===A16 Amit az ITER-rõl tudni illik=== | |||
===B01. A pozitív töltések eloszlása az atommagban (szemléltetõ ábra)=== | |||
===B02. Egy nukleon kötési energiájának ábrázolása az „atomszám” függvényében.=== | |||
===B02. Az „-bomlás” magyarázata „alagúteffektussal” === | |||
===B03. A részecskék intenzitás eloszlása a kinetikus energia függvényében.=== | |||
===B04. A hasadási termékek tömeg szerinti százalékos eloszlásának kvalitatív diagramja=== | |||
===B05. A „hatáskeresztmetszet” fogalma=== | |||
[[ | [[Kategória:Villamosmérnök]] | ||