„Fizika 2 - Ellenőrző kérdések és válaszok” változatai közötti eltérés

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.

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.

===A05. Homorú tükör képalkotásának sugármenete===

===A06. Domború tükör képalkotásának sugármenete===

==XXXVII. Fejezet==

   

===B01. A fehér fény diszperziója prizmán, sugármenet.===

===B02. A szivárvány kialakulása===

===A05. A Michelson-féle interferometer===

   

===A05. Egyetlen rés (Fraunhofer) diffrakciójának intenzitás görbéje (rajz).===

===A06. A felbontóképesség Rayleigh-féle kritériuma.===

==XLII. Fejezet==

1021 oldal 42-2 ábra.

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>

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.

ahol h a Planck állandó

<math> E_{megengedett} = nhf </math>

Fény hatására elektronok lépnek ki az elektródából.

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.

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

Vékony szénlapra monokromatikus röntgensugár nyalábot irányított és megfigyelte, hogy a lapról különböző szögben szórt röntgen sugarak <math> \lambda </math>&#8217; 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>

42-15 ábra.

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.

Az abszolút hőmérséklet emelkedésével a spektrális eloszlás maximumához tartozó hullámhossz a rövidebb hullámok felé tolódik el.

lambdam*T=állandó

<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>

==XLIII. Fejezet==

Az atom tömegének nagy részét egy Ze pozitív töltésű folyadékgömb tartalmazza. Az elektronok ennek a pozitív folyadéknak a belsejébe vannak beágyazva. "mazsolás puding"

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?  

# 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.

# 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.

<math> E_n= \frac{13,6eV}{n^2} </math>

Minden új elméletnek arra a klasszikus elméletre kell redukálódnia, amely megfelel a klasszikus helyzetre illő körülményekre alkalmazva.

Az elektron az atommag körül állóhummálként van jelen, hullámhossza a De Brogli hullámhossz:

<math> \lambda = \frac{h}{p} </math>, ahol p a részecske impulzusa.

A hidrogén atommodell Bohr modelljében keringő elektronoknak megfelelő a de-Broglie hullámok állóhullámok. Csomópontok közti távolság lambda / 2.

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.

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>

1060. oldal, 43-18 ábra.

43-19 ábra

<math> E_n = (\frac{h^2}{SmD^2})n^2 </math>

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.

Egy részecske helyének és impulzusának egyidejű mérésekor a határozatlanságok szorzata nagyobb vagy olyan nagyságrendű, mint a h/2*pi szám.

   

==XLIV. Fejezet==

<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>

l a mellékkvantumszám

<math> L = \hslash \sqrt{l(l+1)} </math>

m a mágneses kvantumszám

<math> L = \hslash m_l </math>

1079. oldal 44-3 as ábra

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.

Egy atomban nem lehet két olyan elektron, amelynek mind a négy kvantumszámaazonos.

==XLV. Fejezet==