Файл: Т. В. Стоянова, на. Тупицкая, Ю. И. Кузьмин курс физики том 4 квантовая механика. Физика твёрдого тела. Атомная и ядерная физика учебник санкт петербург 2014 удк 539. 1 530. 145(075. 8).pdf

Скачать файл
Заказать решение

ВУЗ: Не указан

Категория: Не указан

Дисциплина: Не указана

Добавлен: 12.12.2023

Просмотров: 69

Скачиваний: 2

ВНИМАНИЕ! Если данный файл нарушает Ваши авторские права, то обязательно сообщите нам.

СОДЕРЖАНИЕ

2 АТОМНАЯ ФИЗИКА 2.1 Ядерная модель строения атома 2.1.1 Методы исследования атомов Вначале века создание новой теории строения материи явилось актуальной задачей физики. Для её решения необходимо было ответить наряд вопросов, стоявших перед наукой. Как ведут себя электроны внутри атома и каково их распределение Какую роль играет во внутреннем строении атома положительное электричество Так как размеры атомов очень малы порядками их невозможно непосредственно увидеть, данные о строении и свойствах атомов можно получить только косвенным путем по их реакции на различные физические воздействия. Можно назвать три таких способа. Первый состоит в бомбардировке вещества пучками микрочастиц, например, электронов, протонов, нейтронов, альфа-частиц. Второй – в облучении вещества электромагнитным излучением разной частоты. Третий способ воздействия на атомы заключается в нагревании вещества, в результате чего возрастает как средняя кинетическая энергия теплового движения атомов, таки число столкновений атомов друг с другом, при которых кинетическая энергия поступательного движения может переходить во внутриатомную энергию. Реагируя на внешние воздействия, атомы могут изменять свойства воздействующего излучения или бомбардирующих частица также могут сами испускать частицы или электромагнитные волны. Далее мы рассмотрим опыты, которые сыграли фундаментальную роль в развитии современных представлений о строении атомов и о физике микромира вообще. 2.1.2 Опыты Резерфорда по рассеянию альфа-частиц и ядерная модель атома Первая модель строения атома была предложена Томсоном; согласно его модели атом – это шар с равномерным распределением положительного электричества по всему объему. Электроны погружены или вкраплены в шар и могут в нем двигаться. Однако дальнейшие экспериментальные данные доказали несостоятельность модели Томсона. Классические опыты по изучению строения атома, проведенные Резерфордом в 1911 г, показали, что модель, предложенная Томсоном, неверна. Резерфорд ставил опыты по исследованию рассеяния альфа-частиц тонкими листочками металлической фольги. Воздействие на атомы осуществлялось путем бомбардировки их пучком массивных частиц. Главная цель этих опытов состояла в выяснении распределения положительных и отрицательных зарядов в атоме. Схема опыта приведена на рис. 2.1. Тонкая золотая фольга (толщина фольги составляла величину порядкам, на ней размещалось около 400 атомов) помещалась внутри сферического экрана. Через отверстие в экране на пластину перпендикулярно падал пучок быстрых альфа-частиц, испускаемых радиоактивным препаратом, содержащимся в свинцовом контейнере. Альфа- частицы – это полностью ионизированный атом гелия с массой, равной 4,0015 а.е.м = 6,64•10-27 кг, и зарядом, равным ее величина элементарного электрического заряда. Скорость альфа-частицы составляла величину порядкам, энергия 4,05 Мэв. При малой толщине фольги столкновения альфа-частиц является практически однократным, те. каждая частица сталкивается только с одним атомом, изменяя при этом направление своего пол- та. Внутренние стенки экрана были покрыты люминофором – веществом, в котором возникали вспышки вместе попадания альфа-частиц. Это позволяло регистрировать альфа-частицы, рассеиваемые атомами на различные углы от первоначального направления. Опыты по рассеянию альфа-частиц позволили установить следующие закономерности. 1. Подавляющее большинство альфа-частиц проходит сквозь фольгу практически свободно они не отклоняются и не теряют энергию. 2. Лишь небольшая доля частиц (≈0,01%, то есть одна десятитысячная) поворачивала назад, то есть изменяла направление движения на угол, больше 90 градусов. Результаты опытов Резерфорда можно объяснить, исходя из предположения о том, что весь положительный заряди почти вся масса атома сосредоточены в небольшой области атома – ядре, размеры которого порядкам. Отрицательно заряженные электроны движутся вокруг ядра в огромной (по сравнению с ядром) области, размеры которой порядкам. Это предположение лежит в основе ядерной модели атома, которую также называют планетарной. Число электронов в атоме равно атомному номеру элемента в периодической системе Менделеева. Кроме того, было показано, что силы, связывающие электроны с ядром, подчинены закону Кулона. Однако ядерная модель противоречит законам классической электродинамики. На самом деле, если электрон в атоме покоится, он должен упасть на ядро под действием кулоновской силы притяжения. Если электрон вращается вокруг ядра, он должен излучать электромагнитное поле. При этом он теряет свою энергию на излучение, скорость движения уменьшается, и электрон, в конце концов, должен упасть на ядро. Спектры излучения атомов в этом случае должны быть непрерывными, а время жизни атома не должно превышать 10-7 с. На самом деле атомы стабильны, а спектры излучения атомов дискретны. Рис. 2.1 2.1.3 Спектры испускания и поглощения атомов Спектром испускания (поглощения) называется распределение по частотам интенсивности электромагнитного излучения, испускаемого (поглощаемого) телом. Таким образом, спектры испускания и поглощения являются количественными характеристиками процессов испускания и поглощения веществом электромагнитного излучения. Для получения данных о спектрах одиночных атомов обычно исследуют процессы излучения и поглощения в одноатомных, химически чистых, достаточно разреженных газах, в которых взаимодействие атомов друг с другом практически отсутствует. Самой главной особенностью атомных спектров является их дискретность распределение по частотам интенсивность испускаемого или поглощаемого излучения I(ω) представляет собой набор очень острых пиков при некоторых значениях частоты ωi, в промежутке между которыми интенсивность практически равна 0. Пики интенсивности называются спектральными линиями, поэтому спектры атомов называются линейчатыми. Линейчатые спектры атомов имеют два основных свойства во-первых, расположения спектральных линий различных химических элементов различно, и, во- вторых, для одного итого же элемента расположение спектральных линий для спектров испускания и поглощения одинаково. Кроме того, расположение линий в спектрах упорядочено линии объединяются в определенные группы, называемые сериями. Самая простая закономерность наблюдается в спектре водорода – атоме, содержащего только один электрон. Экспериментальные результаты исследования спектров атомов. В 1885 г. швейцарский учёный Иоган Бальмер экспериментально нашел, что длину волны , которая соответствует линиям водорода, расположенным в видимой части спектра, можно вычислить по эмпирической формуле 4 22nnB, (2.1) где вместо n следует подставлять целые числа 3, 4, 5, 6, а В – эмпирическая константа, равная 3645,610-10 мВ спектроскопии также часто пользуются не длинами волна волновым числом , которое определяется такс) то есть равно числу волн, укладывающихся на длине в 1 м. Из (2.1) получаем) Обозначая величину В через R, перепишем формулу (2.3) в виде nR2 21 21 1 (2.4) – это и есть формула Бальмера а величина R называется постоянной Ридбергам Дальнейшие исследования показали, что в спектре водорода существует несколько других серий (рис. Многие линии, расположенные в ультрафиолетовой и инфракрасной областях спектра, были обнаружены экспериментально. В ультрафиолетовой части спектра находится серия Лаймана. Остальные серии лежат в инфракрасной области. Линии этих серий могут быть представлены в виде формул, аналогичных (2.5): cерия Лаймана:  nR2 21 11 (n = 2, 3, 4,…..), серия Пашена: nR2 21 31 (n = 4, 5, 6,..), серия Брэкета: nR2 21 41 (n = 5, 6, 7,..), серия Пфунда: nR2 21 51 (n = 6, 7, 8,..). Общую формулу для всех серий, включая и серию Бальмера в видимой части спектра, можно записать в таком виде nmR2 21 или nmR2 21 1 (2.5) где R = cR = 3∙10 8∙1,097∙10 7 = 3,2910 15 c-1- также постоянная Ридберга, где m - имеет в каждой серии постоянное значение (m = 1, 2, 3, 4, 5, 6) и определяет серию, n - принимает целочисленные значения, начиная с m+1 (определяет отдельные линии этой серии. Из формулы (2.5) следует, что частоты различных линий спектра водорода выражаются разностью двух членов nRmR2 2, получивших название термов (рис. 2.2). При возрастании n частота стремится, тогда 2mR называется границей серии. Эмпирические формулы Бальмера показали, что спектральные линии находятся в определенной системе и что каждая серия имеет дискретный характер. Согласно же классической электродинамике спектры излучения должны быть непрерывными. Это противоречие убедительно подчеркивает неприменимость классической физики к внутриатомным процессам. Рис. 2.2 2.1.4 Теория Бора для водорода и водородоподобных атомов Попытку устранить вышеперечисленные противоречия предпринял датский физик Нильс Бор в 1913 г. Идея о квантах, высказанная Планком в применении к излучению абсолютно черного тела, была перенесена Бором на внутриатомные процессы. В основу развитой им квантовой теории строения атома Бор положил три постулата 1. Первый постулат Бора. Существуют стационарные состояния атома. Этим стационарным состояниям соответствуют вполне определенные (стационарные) орбиты электронов. При движении по стационарным орбитам электроны не излучают и не поглощают электромагнитные волны. 2. Второй постулат Бора. При переходе электрона с внешней стационарной орбиты на внутреннюю, ближе к ядру, атом излучает квант энергии mnEEh, (2.6) где En, Em – энергии электрона на соответствующих орбитах. 3. Правило квантования орбит Бора. Момент импульса электрона, находящегося на стационарной орбите, квантуется. nrmLnn. (2.7) При n m происходит излучение кванта (переход атома из состояния с большей энергией в состояние с меньшей энергией, при n m - его поглощение. Набор возможных дискретных частот  (n-m)/h квантовых переходов и определяет линейчатый спектр атома. Частота фотона, излучаемого при переходе из состояния n в состояние m, будет равна разности термов 2 2)()(nRmRnTmTnт,mnПо второму постулату Бора hEhEhEEnmmnnm, 2)(nRhEnTn. (2.8) Здесь n – главное квантовое число. Если n = 1, то атом находится в основном или нормальном (невозбуждённом) состоянии, при 1n – в возбуж- дённом. Знак минус показывает, что электрон связан в атоме силой притяжения к ядру, Е – энергия связи электрона в атоме, находящемся в состоянии n. Состояние n соответствует ионизации атома – отрыву от него электрона. Условие стационарных орбит Бор получил, исходя из постулата Планка. Пусть электрон движется в поле атомного ядра с зарядом Ze , где Z – порядковый номер атома. При Z = 1 это атом водорода, при других Z – любой атому которого удалены все электроны кроме одного. Тогда уравнение движения электрона имеет вид 2 22 о. (2.9) Тогда из правила квантования орбит nrυmn, следует nrmn, подставим в (2.9) и получим  2 20 22 41)(rZemrrnme,  1 41)(2 02Zemrn, enmZenr2 20)(4,(n = 1, 2, 3,…). (2.10) Радиус первой боровской орбиты водородного атома называется боровским радиусом и равен А 42 21. Боровские орбиты электрона представляют собой геометрическое место точек, в которых с наибольшей вероятностью может быть обнаружен электрон. Внутренняя энергия атома складывается из кинетической энергии электрона (ядро считается неподвижными энергии взаимодействия электрона с ядром rZemEe2 02 41 2v, но из (2.9) следует rZeme2 41 22 02v, тогда rZerZemEe2 44 12 02 20 Подставив (2.10), для rn получим разрешённые значения внутренней энергии атома (h = 2): 2 22 04 22 22 20 42 832nheZmneZmEeen, (n =1, 2, 3….). (2.11) При переходе атома водорода из состояния n в состояние m излучается фотон )1 1(8 22 22 Частота излучённого света равна )1 1(8 22 32 04nmheme Получена обобщённая формула Бальмера. Для постоянной Ридберга получилось выражение 3 20 48 hemRe. (2.12) Достоинства и недостатки теории Бора. Несомненным достоинством теории Бора было то, что он впервые обосновал дискретность энергетического спектра атомов, что позволило затем оценить фундаментальную роль, которую понятие энергетического спектра играет во всей физике микромира. Не имея теоретического обоснования, постулаты Бора позволили построить количественную теорию атома водорода. Основной недостаток теории Бора – использование понятий классической механики, в частности, траектории движения, при описании движения электрона в атоме. Все попытки количественного описания многоэлектронных атомов с помощью теории Бора, даже простейшего из них – атома гелия, содержащего всего два электрона, оказались неудачными. Теория Бора явилась лишь переходным этапом на пути последовательной квантовомеханической теории атома. Опытное обоснование квантовой теории строения атома Квантовые постулаты Бора нашли экспериментальное подтверждение в опытах Франка и Герца. Идея опытов заключалась в следующем. Сквозь трубку (рис. 2.3), наполненную ртутными парами, пропускался поток электронов, летевших из накаленного катода К, к аноду А перед которым расположена сетка С Между сеткой и катодом прикладывалась разность потенциалов 1, ускорявшая электроны, а между сеткой и анодом - разность потенциалов 2, тормозившая электроны, пролетавшие сквозь отверстие сетки (2 < 1). На рис. 2.4 показана зависимость анодного тока от напряжения между катодом и сеткой. Из графика видно, что значения тока имеют пики, которые находятся на примерно равных расстояниях друг от друга, составляющих величину 4,9 В. Такую зависимость можно объяснить с помощью постулатов Бора. Электрон передает атому лишь определенную порцию энергии, которая равна разности двух энергетических уровней атома ртути. В промежутках между пиками кинетическая энергия электронов меньше указанной порции, поэтому электроны проходят путь до анода, прак-КСАРис. 2.3 Рис. 2.4 тически не замедляясь. С дальнейшим ростом напряжения энергия растет до того момента, пока она не достигнет значения, необходимого для перехода атома ртути с одного энергетического уровня на другой. Столкновения снова становятся неупругими, электроны отдают свою энергию атомам ртути, и им не хватает энергии для преодоления запирающего напряжения между сеткой и анодом. Анодный ток падает. Второй максимум на вольт - амперной характеристике отвечает двукратным неупругим соударениям, когда электрон успевает набрать необходимую для возбуждения атома ртути энергию после первого неупругого соударения. Итак далее Схема переходов показана на рис. 2.5. Ускоряющий потенциал 4,9 В называется резонансным потенциалом атома ртути. Опыты Франка и Герца подтвердили дискретность энергетических уровней атомов.Рентгеновские спектры атомов. При воздействии на анод потоком электронов высокой энергии происходит вырывание электронов не только с внешних оболочек, но и с внутренних оболочек атома. Излучение, которое появляется при вырывании электронов с внутренних оболочек, называется характеристическим. Его частота зависит от природы вещества. Это излучение называется характеристическим. В 1913 году Генри Грин Джефрис Мозли установил закон, связывающий частоты линий рентгеновского спектра с атомным номером )1 1()(2 22 где Z – порядковый номер элемента в системе Менделеева, R и R' – постоянные Ридберга для частот и длин волн (R = 3,29∙10 15 c-1 им номер уровня, с которого переходит электрон, n2 – номер уровня, на который переходит электрон. Величина σ учитывает экранировку внутренними электронами Кулоновского взаимодействия ядра и рассматриваемого электрона и называется постоянной экранирования. Обычно этот закон выражают формулой )(ZСКорень квадратный из частоты  является линейной функцией атомного номера Z1   2   3   4   5   6   7   8   9   ...   18

5 ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА 5.1 Строение ядра 5.1.1 Характеристики нуклонов и свойства ядра Вначале столетия интенсивно начала развиваться наука о строении атома и теория строения атомного ядра. По современным представлениям, ядра атомов состоят из протонов и нейтронов. Эти частицы носят название нуклонов. Для обозначения атомных ядер применяется символ Х. Под Х подразумевается химический символ данного элемента, Z - число протонов или порядковый номер элемента в таблице Менделеева. Сумму числа протонов и числа нейтронов N называют массовым числом и обозначают A это целая часть атомной массы чистых изотопов. A = Z + N. Число нейтронов (N) в ядре любого атома можно определить как разность между массовым числом и порядковым номером элемента N = A - Z. Протон 1 1p - тяжелая, положительно заряженная частица, представляющая собой нечто иное, как ядро атома водорода. Масса протона равна mp = 1,00759 а.е.м.3 Отношение массы протона к массе электрона 1838, Протон имеет спин, равный 1, и собственный магнитный момент Бр79,2, где Б - магнетон Бора. Протон способен превращаться в нейтрон с испусканием позитрона и электронного нейтрино e0 0: eenp0 00 11 01 Нейтрон n1 0- тяжелая элементарная частица, лишенная электрического заряда (последние исследования показали, что нейтрон имеет сложную структуру в центре нейтрона имеется положительный заряд, окруженный отрицательным зарядом, за которым следует положительно заряженный хвост, суммарный электрический заряд нейтрона равен нулю. Масса нейтрона равна 1,00898 а.е.м.. Отношение массы нейтрона к массе электрона е Атомная единица массы (а.е.м.) =1,6610-27 кг. Спин нейтрона равен -2 1 , а величина магнитного момента враз больше величины магнетона Бора (ядерного магнетона. Нейтрон является нестабильной частицей, период его полураспада равен 11,7 мин. Нейтрон способен превращаться в протон с испусканием электрона и электронное антинейтрино Атомные ядра, имеющие одинаковый заряд, но различную массу, называются изотопами. В настоящее время известно около 1500 изотопов. Даже один и тот же элемент может иметь несколько изотопов, например, ран имеет изотопы U235, U234, U238 и U239, водород имеет изотопы Н, Ни Н3Ядра с одинаковыми массовым числом А называются изобарами Ядра с одинаковым числом нейтронов носят название изотонов. Ядра с одинаковыми А, отличающиеся периодом полураспада, называются изомерами Размеры атомных ядер определяются в экспериментах по рассеянию на ядрах быстрых частиц (протонов,  - частиц, нейтронов. Исследования, проведенные различными методами, показывают, что если принять ядра атомов примерно сферическими по форме, то объем ядер пропорционален массовому числу ядра A: я 10 14 7 м3Следовательно, объем ядра пропорционален суммарному числу протонов и нейтронов в ядре. Итак, в первом приближении ядро можно считать шаром, радиус которого довольно точно определяется формулой:ФAмAr3 13 115 4,1 10 Ф – ферми – название применяемой в физике единицы длины, равной 10-15 м. Так как плотность определяется отношением массы к объёму, а масса ядра определяется массовым числом А, то плотность ядерного вещества 3 где r – радиус ядра. Тогда 17 315 27 315 33 110 72,2)10 4,1(3 410 67,1)10 4,1(3 4AAкг/м3Плотность вещества во всех ядрах примерно одинакова. Площади геометрических сечений, равные я, для большинства ядер близки к 10-28 м2Поэтому в ядерной физике величинам принята для измерения сечений и называется - барн 5.1.2 Дефект массы. Энергия связи ядра Устойчивость атомных ядер свидетельствует о том, что между частицами, составляющими ядро, действуют ядерные силы, асами частицы в ядре обладают определенной энергией связи. Для того, чтобы разделить ядро атома на составляющие его нуклоны, необходимо затратить энергию. С другой стороны, энергия эквивалентна массе согласно известному соотношению Эйнштейна 2cmE. Масса стабильного ядра Мя всегда отличается от суммы масс входящих в него нуклонов. Разность m между суммой масс нуклонов, составляющих ядро, и массой ядра называется дефектом массы ядра я, где mp и mn - массы покоя протона и нейтрона соответственно Мя -масса ядра (А - Z) - число нейтронов в ядре. Так, например, дефекты масс атома водорода соответственно равен наем. Отношение дефекта массы к массовому числу называется коэффициентом упаковки. р где выражено в а.е.м.. Зависимость коэффициента упаковки от атомного номера представлена на рис. 5.1. Кривая 1 характеризует дефекты масс в зависимости от массового числа. Пользоваться этой кривой неудобно в силу большой ошибки, поэтому приводится кривая коэффициента упаковки р кривая 2), который определяется как дефект масс, рассчитанный на одну ядерную частицу. Здесь ошибка для всех масс одинакова. Из кривой 2 следует, что коэффициент упаковки сначала быстро убывает, переходя через нуль у кислорода, далее становится отрицательными мало отличается от величины - 0,001. Масса любого атома может быть выражена через массовое число и коэффициент упаковки следующим образом M = A ∙ (1 + p). Из этой формулы следует, что при убывании р в области малых Аи возрастании при больших А для легких ядер энергетически выгоден процесс синтеза (слияния, а для тяжелых ядер — процесс разделения на части. Оба эти процесса используются для получения энергии. Дефект массы в более широком смысле слова — это убыль массы, вызываемая выделением энергии при возрастании прочности связи между частицами. Рис. 5.1 Если известен дефект масс ядра, то легко определить энергию связи нуклонов в ядре св. (5.1) Энергия связи это минимальная энергия, которую необходимо затратить, чтобы разделить ядро на составляющие его нейтроны и протоны. В ядерной физике для вычисления энергий применяется атомная единица энергии (а.е.мЕ.), соответствующая одной атомной единице массы (а.е.м.): 1 a.e.мЕ = c21 а.е.м. = 1,4910-19 Дж = 931 МэВ. Учитывая это, формулу (5.1) можно переписать так 2])([931cMmZAmZЕяnpсвЭнергия связи, приходящаяся на один нуклон, называется удельной энергией связи нуклонов в ядре АЕEсвудсвУдельная энергия связи нуклонов в ядре характеризует энергетическую устойчивость (прочность) ядер. На рис. 5.2 приведена кривая зависимости удсвE от A. Из графика видно, что вначале удельная энергия связи удсвEрастет по мере увеличения А, потом постепенно уменьшается. Средняя энергия связи нуклона Не 2 (удсвE ≈ 7 МэВ) значительно превосходит кулоновскую энергию взаимного отталкивания двух протонов этого же ядра, которая по порядку величины оценивается примерно в 1 МэВ. Наибольшей устойчивостью, те. наибольшей энергией связи, отличаются ядра, у которых число протонов и число нейтронов одинаково, те. Особенно велика энергия связи у Не СО и других четно-четных ядер (ядер счетным числом протонов и четным числом нейтронов. Это обстоятельство указывает на особую прочность системы, состоящей из двух протонов и двух нейтронов. При исследовании замечено, что наиболее устойчивыми являются ядра с числом нуклонов 2, 8, 20, 50, 82 и 126. При значительных отступлениях от приведенного соотношения ядра оказываются неустойчивыми. Чем тяжелее ядро, тем большая доля энергии определяется отталкиванием протонов и тем сильнее обнаруживается его тенденция к делению. Особенно четко это сказывается при большом отступлении от равенства чисел разноименных нуклонов (когда в ядре число нейтронов значительно больше числа протонов вследствие большого заряда ядра становятся неустойчивыми в отношении - распада. Рис. 5.2 5.1.3 Ядерные силы При изучении внутриядерных процессов было установлено, что природа взаимодействия внутриядерных частиц не может быть ни электрической, ни магнитной, ни гравитационной. Эти силы не могут быть электрическими, потому что они проявляются не только между заряженными, но и между нейтральными частицами. Эти силы не могут быть также магнитными, поскольку магнитное взаимодействие между магнитными моментами нуклонов слишком незначительно. Эти силы не могут быть и гравитационными, ибо они чрезвычайно слабы. К настоящему времени накопились данные о характере взаимодействия ядерных сил. 1. Ядерные силы — это силы притяжения. 2. Ядерные силы относятся к короткодействующим силам их радиус действия а 10-15 м. С увеличением расстояния ядерные силы резко убывают. 3. Ядерное взаимодействие является самым сильным взаимодействием в природе. Средняя энергия связи нуклонов в ядре имеет порядок 8 МэВ, она в восемь раз больше энергии кулоновского отталкивания двух протонов ядра. 4. Ядерные силы не являются центральными — их взаимодействие определяется не только расстоянием между частицами, но и расположением относительно направления спинов. 5. Имеется зарядовая независимость ядерных сил, те. тождественность элементарных взаимодействий двух любых нуклонов. 6. Ядерные силы обладают обменным характером. 7. Ядерные силы зависят от скорости нуклонов. Ядерные силы самые мощные силы из всех имеющихся в природе. Взаимодействие ядерных частиц часто называют сильным взаимодействием. Сильное взаимодействие обусловлено тем, что нуклоны виртуально обмениваются мезонами. Виртуальными называются частицы, которые не могут быть обнаружены за время их существования. Мезоны (греческое «мезос» означает средний) – или - мезоны бывают положительными, отрицательными и нейтральными. Заряд положительных и отрицательных - мезонов равен заряду электрона, а масса равна 273 массы электрона. Спин мезонов равен нулю. Время жизни положительных и отрицательных мезонов – с, нейтрального - с. В результате виртуальных процессов нуклон оказывается окружённым облаком виртуальных - мезонов, образующих поле ядерных сил. Протон, испуская +- мезон, превращается в нейтрон. Нейтрон, поглощая мезон, превращается в протон. И обратно. Каждый из взаимодействующих нуклонов часть времени проводит в заряженном состоянии, а часть в нейтральном. Если нуклону сообщить энергию, эквивалентную массе мезона, то виртуальный мезон может стать реальным. Были указаны только некоторые свойства ядерных сил. Законченной теории пока не существует из-за очень сложного характера ядерного взaимoдeйcтвия. Более подробно о ядерных силах говорится ниже в п. 6.3. 5.2 Явления естественной радиоактивности 5.2.1 Основные характеристики радиоактивного излучения Явление естественной радиоактивности заключается в самопроизвольных превращениях одних атомов в другие, сопровождаемых испусканием радиоактивных лучей. В 1896 году Беккерель, исследуя уран и его соединения, обнаружил, что они испускают невидимые лучи, которые, проходя через тела, непрозрачные для видимого света, вызывают почернение фотопластинки. В 1898 году Пьер Кюрии Мария Кюри-Склодовская открыли два новых элемента, испускавшие такие же лучи, нос интенсивностью, во много з превосходящей интенсивность урановых лучей. Один из этих элементов был назван радием - его активность была в миллион аз больше активности урана, вторым по активности элементом был полоний. При исследовании было выяснено, что поток лучей, испускаемых радиоактивными телами, состоит из трех видов лучей, названных -, - и - лучами (рис. 5.3): - лучи характеризуются малой проникающей способностью и сильным ионизирующим действием. Масса - частиц в 4 раза больше массыатома водорода. Заряд положительный, ваз больше заряда электрона. По своей природе - лучи представляют собой поток ядер гелия - лучи обладают большей проникающей способностью и меньшим ионизирующим действием они представляют собой поток электронов, летящих со скоростями, иногда достигающими 0,99 скорости света - лучи обладают наивысшей проникающей способностью и наименьшим ионизирующим действием они представляют собой электромагнитное излучение, те. поток фотонов высокой энергии. Таким образом, физическая природа радиоактивных частиц в настоящее время хорошо известна, однако в ядерной физике сохраняются названия, данные этим частицам в самом начале изучения явления радиоактивности. Радиоактивные излучения и, прежде всего, потоки - частиц, были использованы Резерфордом для выяснения внутренней структуры атомов. Правила смещения позволяют определить, какой новый элемент возникает в результате данного - или - распада. При распаде ядро теряет положительный заряда масса его убывает на 4 атомных единицы массы В результате элемент смещается на 2 клетки к началу периодической системы. Если - распад претерпевает элемент Х, тов результате получается элемент Y: HeYXAZAZ4 24 2, Рис. 5.3 ВRа фотопластинка Pb например, HeThU4 2234 90 238 92, где U - уран, Th - торий. Альфа распад является свойством тяжёлых ядер с массовыми числами Аи зарядовыми Z > 82. Внутри таких ядер происходит образование обособленных - частиц, подверженных большему действию кулоновских сил отталкивания от протонов ядра, чем отдельные протоны. Этому способствует насыщение ядерных сил. Ядро является для - частицы потенциальным барьером высота которого больше, чем величина энергии частицы. Аль- фа-распад возможен за счёт туннельного эффекта, то есть прохождения частицы сквозь потенциальный барьер. Было замечено, что чем больше постоянная распада  радиоактивного элемента, тем больше пробег в воздухе испускаемых им частиц. Экспериментально доказано, что у одного итого же радиоактивного элемента имеется несколько групп - частиц с различными длинами пробегов. Внутри каждой группы наблюдается постоянство пробегов. Исходя из этого, был сделан вывод, что так как выбрасываемые из ядер - частицы обладают определённым энергетическим спектром то, следовательно, атомные ядра обладают дискретными энергетическими уровнями. Теория - распада была создана в 1934 году Э. Ферми по аналогии с квантовой электродинамикой, согласно которой процесс испускания и поглощения фотонов рассматривается как результат взаимодействия заряда с окружающим его электромагнитным полем. Фотонов нет в атоме в готовом виде. Они возникают в самый момент их испускания. Их источником является заряд. При - распаде из ядра вылетает электрон. Он символически изображается е 1, т. к. масса его очень мала. Электрон и электронное антинейтрино не существуют в атомных ядрах, а образуются в момент вылета из ядра в результате слабого взаимодействия между нуклонами ядра (взаимодействие лептонов (мюонов) с ядрами. Источниками легких частиц являются нуклоны. После - распада элемент смещается на одну клетку к концу таблицы Менделеева 0 После - распада вылетает позитроне и электронное нейтрино, элемент смещается на одну клетку к началу таблицы Менделеева eYXAZAZ0 Например 0 1234 91 234 90ePaTh, eCN0 113 613 7 В случае электронного захвата протон, превращаясь в нейтрон, как бы захватывает один из электронов с ближайшего к ядру К-слоя атома. Особенностью этого типа реакции является вылет из ядра только одной частицы - электронного нейтрино е При - излучении заряд не меняется, масса ядра меняется ничтожно мало- излучение возникает при переходе ядер из возбуждённого состояния в основное или в менее возбуждённое состояние или при ядерных реакциях - излучение является жёстким электромагнитным излучением, энергия которого равна Величина ikW - имеет порядок 0,1 МэВ и значительно превышает разность энергий электронных уровней в атоме. - излучение имеет длину примерно нм и сопровождает - и - распады, не являясь самостоятельным типом радиоактивности. Установлено, что - излучение испускается дочерним ядром, которое в момент своего образования оказывается возбуждённым, нас. В таблице 5.1 показано, какие значения будет принимать массовое Аи зарядовое число Z после соответствующего радиоактивного превращения. Таблица 5.1 Тип радиоактивности Заряд ядра Массовое число Характер процесса Альфа - распад Z-2 A-4 Вылет из ядра-частицы Бета-распад: - распад - распад электронный захват Z±1 Z+1 Z-1 Z-1 А A A А Взаимное превращение нейтрона и протона )(eepn)(eenp)(enеpСпонтанное деление А А Деление ядра на два осколка Протонная радиоактивность А Вылет из ядра протона Дальнейшее исследование радиоактивности развивалось сразу вне- скольких направлениях. Прежде всего, были изучены радиоактивные превращения ядер, протекающие в природе. Было показано, что при - распаде ядра урана образуется новое ядро с меньшей атомной массой и меньшим атомным номером. Было также показано, что распады ядер, сопровождающиеся эмиссией - частиц, не приводят к изменению атомной массы, но новое ядро обладает большим атомным номером. Цепочка следующих друг за другом распадов ядер урана, включающих серию - и - распадов, заканчивается стабильным атомом (свинцом. Таким образом, удалось показать, что за счет радиоактивных явлений, которые идут в природных условиях, осуществляется взаимное превращение химических элементов. Следующим важным результатом исследований было открытие ядерных реакций, возникающих при взаимодействии быстрой - частицы с ядром атома азота (Резерфорд, 1919 г. Ядро атома азота поглощало - частицу и, затем, составное ядро распадалось, выбрасывая протон, превращаясь в изотоп кислорода. Тем самым было показано, что превращение химических элементов можно вызвать искусственно. Среди исследований этого периода на особом месте стоит открытие нейтрона (Чедвик, 1932 г. Нейтрон был обнаружен как продукт ядерной реакции, вызванной взаимодействием быстрой частицы и ядра атома бериллия. Сразу же после открытия нейтрона, потоки этих частиц были использованы для воздействия на ядра химических элементов. Уже через два года после открытия нейтрона было сделано важнейшее открытие - обнаружен процесс захвата нейтрона ядром атома урана и последующее за этим деление ядра на две примерно одинаковые по массе части. Вскоре за этим было показано, что в результате деления ядра урана образуются новые (вторичные) нейтроны в количестве, превышающем число первичных нейтронов. Вторичные нейтроны, в свою очередь, могут быть использованы для деления ядер. Таким образом, уже к концу 1938 г. стало ясно, что ядерными процессами можно управлять, итак как вторичных нейтронов образуется больше, чем первичных, то становится возможным осуществление самоподдерживающихся цепных реакций и на этой основе получение энергии. В настоящее время управляемые цепные реакции деления ядер урана реализованы в промышленном масштабе на атомных электростанциях. Ядерная энергетика имеет большое значение для человечества, так как запасы химического топлива (угля, нефти, газа) весьма ограничены. Ядерные излучения используются для получения энергии, при поисках месторождений радиоактивных руд, определении геологического возраста горных пород, при каротаже разведочных скважин, в медицине- для лечения злокачественных опухолей ив целях диагностики, для стерилизации продуктов питания, предпосевной стимуляции семян и зерна, в датчиках пожарной сигнализации, в криминалистике и искусствоведении и др. Таким образом, явление радиоактивности имеет многочисленные и важные практические применения и каждый инженер должен быть знаком с основами ядерной физики. 1   ...   4   5   6   7   8   9   10   11   ...   18

5.2.2 Закон радиоактивного распада Наблюдения над радиоактивными веществами показали, что они самопроизвольно распадаются. Причем на распад не влияют ни температура, ни давление, ни химические процессы. Исследованием установлено, что число атомов dN, распавшихся з промежуток времени dt, пропорционально длительности этого промежутка времени и числу нераспавшихся атомов N: NdtdN,(5.2) где  - постоянная распада. Из соотношения (5.2) следует, что постоянная распада  представляет собой относительную убыль числа ядер, распавшихся за единицу времени. Знак минус указывает, что число нераспавшихся атомов N со временем убывает. Разделяя переменные в равенстве (5.2), получим Интегрируя полученное уравнение и обозначая начальное число атомов через N0, ttNNtNdN0 или tNNn0, откуда получаем экспоненциальный закон радиоактивного распада )exp(0tNN, где N0 - количество атомов в начальный момент времени, N - количество не распавшихся атомов в момент времени t. Следовательно, число не распавшихся ядер убывает со временем по экспоненте. Время, за которое распадается половина первоначального количества ядер, называется периодом полураспада. Рассматривая это уравнение для момента времени t, равного периоду полураспада 2/1, когда N = 1/2 No, находим) Период полураспада является характеристикой устойчивости ядер относительно распада. Для радия период полураспада равен 1590 лет, для радона - 3,8 дня, для полония -1,510-4 с. Суммарная продолжительность жизни dN ядер равна Проинтегрируем полученное равенство 1 10 00tdteNtdtNt. (5.4) Величина, обратная постоянной радиоактивного распада, определяет среднюю продолжительность жизни радиоактивного ядра Сопоставив выражения) и (5.4), можно увидеть, что средняя продолжительность жизни радиоактивного ядра равна 2 Число распадов ядер вещества в единицу времени называется активностью вещества tAtNNdtdNAexp exp0 0 Активность в системе СИ измеряется в беккерелях: [A] = Бк. Внесистемная единица – кюри (К. К = 3,7·10 10 Бк. Удельной активностью вещества называют активность, отнесённую к единице массы вещества. 5.2.3 Методы регистрации заряженных частиц Для регистрации движения заряженных элементарных частиц применяется камера Вильсона - Скобельцына, которая схематично изображена на рис. 5.4 в виде цилиндрического сосуда. При открывании крана К пространство V под поршнем П соединяется с резервуаром Риз которого откачан воздух происходит внезапное адиабатическое расширение воздуха в сосуде С, температура понижается и пространство оказывается пересыщенным парами жидкости. Если вслед за расширением через камеру пролетит ионизирующая частица, то вокруг нее как центра конденсации будут выделяться капельки тумана и при соответствующем освещении траектория частицы станет заметной для глаза наблюдателя в виде узкой туманной полосы. Для того чтобы удалить ионы, уже существовавшие в камере до проведения опыта, к камере подводится напряжение от батареи Б. Траектории заряженных частиц можно фотографировать. В последнее время были разработаны камеры с непрерывным движением поршня и автоматически управляемыми счетчиками. Счетчик Гейгера широко применяется в ядерной физике, сего помощью можно усиливать слабые первичные ионизационные процессы и производить регистрацию заряженных частиц, попадающих в камеру. Счетчик Гейгера состоит из металлической камеры (рис. 5.5), на оси которой расположено острие, укрепленное на изоляторе. Между острием и стенками камеры создается разность потенциалов, подаваемая от высоковольтной батареи. Острие счетчика соединяют с чувствительным электрометром, который имеет нить, расположенную между электродами. Падение потенциала на высокоомном сопротивлении R (10 8 Ом, возникающее при прохождении заряженной частицы через счетчик, затем усиливается и регистрируется при помощи измерительного прибора. Эффект усиления первичных ионизационных процессов основан на неравномерности электрического поля вблизи острия. Вследствие большого градиента поля ионы, воз-+RРис. 5.5 Рис. 5.4 никшие в камере под действием быстрой частицы, испытывают сильное ускорение вблизи острия и создают путем ударной ионизации лавину ионов, на которую реагирует измерительный прибор. Счетчики с острием называют счетчиками Гейгера, а счетчики с тонкой нитью (вместо острия) — счетчиками Гейгера—Мюллера. Счетчик, работающий при определенной разности потенциалов, когда ток пропорционален числу первичных пар ионов, называется пропорциональным. В дальнейшем для регистрации путей быстрых частиц стал широко применяться метод толстослойных фотопластинок, впервые предложенный Л. В. Мысовским. Изготовив несколько типов пластинок с различной чувствительностью, можно регистрировать - частицы, протоны, дейтроны, мезоны, электроны и др. 5.3 Ядерные реакции 5.3.1 Классификация ядерных реакций Ядерными реакциями называются превращения атомных ядер, вызванные их взаимодействиями с элементарными частицами или друг с другом. Известны различные типы реакций. В зависимости от частиц, вызывающих реакции, их можно разделить на реакции под действием заряженных частиц, под действием нейтронов и квантов. Искусственное расщепление атомных ядер может быть осуществлено путем бомбардировки ядер различных элементов частицами, протонами (1 1p), дейтронами ( H2 1), нейтронами (1 0n), фотонами (). История открытия деления ядер начинается с опытов Ферми по изучению искусственной радиоактивности, возникающей под действием нейтронов. Облучая в 1934 году уран, Ферми обнаружил у образующихся радиоактивных продуктов не один, а несколько периодов полураспада. Было установлено, что при делении тяжелого ядра освобождается большая часть энергии в форме кинетической энергии осколков деления, причем оказываются, что эти осколки являются - радиоактивными и могут испускать нейтроны. В 1919 году Резерфорд, подвергая различные элементы (азот, алюминий и др) бомбардировке - частицами, обнаружил в камере Вильсона у некоторых следов (рис. 5.6) наличие излома (вилки, причем одна часть вилки оставляла жирный следа другая - слабый. Исследованием было установлено, что слабый след соответствовал следу протона, выбитого из ядра азота, а жирный след - новому ядру (O17 8), получившемуся в результате расщепления ядра азота. Уравнение ядерной реакции в данном случае протекает в следующей форме Не 117 814 74 Рис. 5.6 Подсчеты показали, что миллион - частиц вызывает pacпад примерно 20 ядер азота (400000 выстрелов дали 8 попаданий. Последующими опытами с - частицами удалось искусственно разрушить ядра всех легких элементов - от б до калия, за исключением углерода и кислорода. На основании теории ядра можно считать, что процесс pacщепления ядра азота - частицами состоит из двух этапов. Первый заключается в захвате - частицы ядром азота, приводящим к образованию так называемого компа- унд-ядра; второй - во внезапном распаде компаунд-ядра на две частицы, одна из которых представляет собой протон. Уравнение ядерной реакции для этого процесса можно записать так Не 117 818 914 74 2)(. Протоны имеют в 4 раза меньшую массу, чем - частицы, а заряд их меньше заряда - частицы в два з. Поэтому во многих случаях протоны оказываются более эффективными снарядами, чем - частицы. Отсюда следует, что кулоновские силы отталкивания, действующие на заряженную частицу при приближении ее к ядру, будут в два раза меньше в случае протона, чем в случае - частицы. При бомбардировке ядер лития протонами ядерная реакция протекает в такой форме НеНLi4 21 17 Полученные таким путем частицы вылетали из ядра лития, оставляя пробег в 8,4 см,что соответствует энергии 8,6 МэВ. Энергия бомбардирующего протона была paвнa 0,125 МэВ. Точные значения масс (масс покоя) атомов, участвующих в этой реакции, определяются из следующих данных  м 0078,8 02634,8 0039,4 200812,1 01822,7]2([1 17 Можно рассчитать увеличение кинетической энергии частиц, вылетающих при указанной реакции, пользуясь законом взаимосвязи массы и энергии Eкин = 931·0,01854 = 17,25 МэВ. Увеличение кинетической энергии по полученным данным оказалось равным (в пределах точности измерений) Eкин = 2·8,6 - 0,125 = 17,1 МэВ. При бомбардировке некоторых атомных ядер дейтронами, те. ядрами тяжелого изотопа водорода Н 1, получаются мощные потоки нейтронов. Так, например, при бомбардировке дейтронами бериллия получается следующая реакция nВНВе1 010 52 19 Ядерная реакция при бомбардировке азота N14 7 нейтронами, возникающими в атмосфере под действием космических лучей, идет по уравнению CHnN14 61 11 014 7, гдe C14 6 - изотоп углерода. Реакции, протекающие под действием - лучей, называются ядерным фотоэффектом. Необходимым условием их осуществления является превышение энергии - кванта над энергией связи нуклона в ядре Н 11 02 1. В результате фоторасщепления дейтрона были обнаружены протоны с энергией порядка 0,2 МэВ, но так как масса нейтрона приблизительно равна массе протона, то и энергия, уносимая нейтроном, составляет примерно 0,2 МэВ. Приведем еще один пример реакции расщепления - лучами ядра бериллия Общие закономерности ядерных реакций При протекании ядерных реакций выполняются следующие законы сохранения электрического заряда и числа нуклонов, сохранения энергии и импульса, сохранения момента импульса, сохранения четности и изотопического спина. Справедливость закона сохранения электрического заряда и числа нуклонов можно проверить на рассмотренных ядерных реакциях. Иллюстрация остальных закономерностей, выполняемых при ядерных превращениях, выходит за рамки данного курса. Закон сохранения энергии для ядерной реакции может быть записан в виде Е = E2, где Е и Е - энергии исходных и конечных продуктов реакции. В общем случае, когда Е  Е2,разность ЕЕ называется энергией ядерной реакции и обозначается буквой Q: Q = E1 - E2 = Eкин2 - Eкин1, где Eкин2 и Eкин1 - кинетические энергии частиц. При Q > 0 реакции сопровождаются выделением кинетической энергии за счет уменьшения энергии покоя и называются экзотермическими Примером является реакция НеnНН3 21 02 12 1, в которой высвобождается в виде кинетической энергии продуктов реакции энергия ядерной реакции Q = 3,25 МэВ. При Q < 0 реакции идут с поглощением энергии и называются эндотермическими они могут идти только при достаточно высокой кинетической энергии падающей частицы. Случаю Q = 0 соответствует упругое рассеяние Eкин1 = Екин2, ЕЕ, те. сохраняется не только полная энергия, но и кинетическая. В этом случае происходит перераспределение кинетической энергии между сталкивающимися частицами. Примером эндотермической реакции может быть следующая рОNНе1 117 814 74 2 Интересно рассмотреть реакции образования новых элементов, которых не было в таблице Менделеева. В настоящее время они отсутствуют в природе, но могyт быть получены искусственно в результате ядерных превращений. Рассмотрим, например, реакции образования трансурановых элементов. Периодическая система заканчивается м элементом — ураном. Это не означает, что в природе принципиально невозможно существование элементов с Z > 92, а обусловлено тем,что с уменьшением периодов - и - распада у этих элементов происходит caмoпpoизвoльнoe (спонтанное) деление ядер с ростом порядкового номера в периодической таблице Z. При облучении тяжелых ядер нейтронами и заряженными частицами получены ядра, заряд которых превышает 92, те. ядра элементов, которых не было в таблице Менделеева, но которые могут быть внесены в нее за ураном, поэтому эти элементы и получили название трансурановых (нептуний Np, плутоний Р, америций Am и др. При облучении U238 92 медленными нейтронами образуется изотоп урана U239 92, который в результате -- распада (Тмин) превращается в изотоп нептуния Np239 93, а последний в результате распада (Т = 2,33 дня) превращается в изотоп плутония Pu239 94 по реакциям U238 92+1 0nU239 92;U239 920 1e+Np239 93;Np239 930 1e+Pu239 Следует заметить, что все трансурановые элементы образуют группу элементов, близких по химическим свойствам. 5.3.3 Деление ядер. Цепные ядерные реакции В 1938 году Ган и Штрассман точным радиохимическом анализом доказали, что при облучении урана нейтронами образуется элемент из середины периодической системы Ba137 56 — химический аналог Ra226 88. В 1939 году советские физики Г.Н. Флеров и КА. Петржак обнаружили самопроизвольное деление ядер урана, которое сопровождалось выделением огромной энергии. Так как средняя энергия связи, рассчитанная на один нуклон, для ядер из середины периодической системы примерно на 0,8 МэВ больше энергии связи для урана, то энергия, освобождающаяся при делении ядра н, Q = 2380,8  200 МэВ. Подавляющая часть энергии деления освобождается в форме кинетической энергии осколков, образовавшихся после деления ядер на две части. Величина кулоновской энергии двух осколков, находящихся на расстоянии r = r1+r2 (r1 и r2 - радиусы ядер осколков, равна (в системе СИ reZZEk0 22 Радиусы ядер осколков могут быть вычислены по формуле радиуса ядрам Считая, что 46 292 21ZZ, 2 1rr (119 2238 21AA), получим эВЕk200 410 4,1 119 10 85,8 214,3 10 25,6)10 6,1(46 15 312 12 19 те. величину такого же порядка, как и Q. Более точный расчет показывает, что кинетическая энергия осколков равна 180 МэВ. На долю электронов при -pacпаде и излучении падает 10 МэВ, и 10 МэВ приходится на долю антинейтрино, так что общая энергия, выделяемая при делении ядер урана, равна 200 МэВ. При делении ядер вылетает несколько нейтронов, которые при соответствующей концентрации атомов смогут вызвать новое деление соседних ядер, сопровождающееся выделением новой порции энергии, и образование новых нейтронов. Если при одном акте выделения возникает больше одного нейтрона, тов принципе становится возможным нарастающий процесс цепной ядерной реакции деления в массе урана. В естественном уране имеются два изотопа - U238 92 и U235 92, причем главную массу составляет U238 92, а урана U235 92 содержится около 0,7%. Исследования показали, что U235 92 делится под действием медленных (тепловых, а также быстрых нейтронов, в то время как U238 92 делится только под дeйcтвиeм быстрых нейтронов. Исследования природы ядер - осколков, образующихся при делении ядер урана, позволили обнаружить до 60 вариантов деления. В качестве примера приведем одну реакцию деления U235 92+1 0nU236 При захвате нейтрона ядром U235 92 образуется неустойчивое ядро U236 92, которое распадается на две части U236 Те 52+Zr97 40+21 0n Образующиеся в результате деления теллур и цирконий являются радиоактивными и через ряд радиоактивных превращений переходят в стабильные ядра изотопов Ba137 56 и Mo97 Изотоп урана U236 92 может распадаться на другие два осколка, например U236 92Sr94 38+Xe140 54 +21 0n Образовавшиеся ядра стронция и ксенона содержат избыточное число нейтронов и поэтому являются радиоактивными. После - распада они превращаются в стабильные ядра циркония и цезия. Схема деления атомного ядра U235 92 приведена на рис. 5.7. Нейтроны, выделяющиеся при делении одного ядра, попадают в другие ядра и вызывают их деление, также сопровождающееся выделением нейтронов последние вызывают деление в следующих ядрах и т. д. Если такой процесс ничем не ограничивается, то происходит ядерный (или атомный) взрыв. Если же размножения нейтронов не происходит, так как они рассеиваются в окружающее пространство, либо поглощаются примесями, то цепная реакция не происходит. Для развития цепной реакции необходимо, чтобы масса урана была не меньше некоторой критической массы и чтобы посторонних ядер, которые поглощают нейтроны без деления, было возможно меньше. Поэтому в атомных бомбах применяются чистые изoтoпы U235 92 и Pu239 94 без примеси U238 92, яд которых делятся только при захвате быстрых нейтронов. Критической массой радиоактивного вещества называют массу, в которой число образующихся нейтронов равно или немного больше числа нейтронов, рассеивающихся через поверхность этой массы вещества. Известно, что масса вещества, имеющего форму шара, пропорциональна объему 3 34RV, следовательно, она пропорциональна кубу радиуса. Поэтому число рождающихся нейтронов возрастает пропорционально R3, а число нейтронов, рассеянных этой массой, пропорционально площади поверхности S = 4R2, те. пропорционально С увеличением массы может наступить состояние, пи котором число вновь появляющихся нейтронов будет paвно числу рассеивающихся через поверхность радиоактивного вещества с этого момента масса вещества становится критической ив ней развивается цепная реакция. Одной из важных черт цепной реакции является скорость ее развития, зависящая, помимо коэффициента размножения нейтронов, от среднего времени между двумя последовательными актами деления. Если n - число нейтронов в данном звене цепной реакции, тов следующем звене их будет nk. Прирост dn числа нейтронов заодно поколение dn = kn – n = n(k-1), тогда скорость развития цепной реакции После интегрирования будем иметь tkenn1 где n0 - число нейтронов в момент t = 0; n - число нейтронов в момент До взрыва атомной бомбы вся масса атомного горючего разделена на части, каждая из которых меньше критической величины. Для взрыва эти части при помощи особого устройства соединяются водно целое. 4 На этом принципе основана атомная бомба. Рис. 5.7 При ядерных реакциях примерно 1% нейтронов выделяется с запаздыванием по отношению к моменту деления, достигающему 1 мин. Запаздывающие нейтроны дают возможность управлять реакцией деления в энергетических ядерных реакторах. В настоящее время создано большое количество ядерных реакторов, в которых используются изотопы урана и плутония. Следует заметить, что при нечетном числе нейтронов в ядре деление ядер вызывается как быстрыми, таки тепловыми нейтронами, а при четном числе нейтронов - только быстрыми нейтронами (правило Бора-Уиллера). Схема реактора, работающего на медленных нейтронах, приведена на рис. 5.8. Здесь U - урановые стержни, обогащенные изотопом U235 92, С - графит, Б - бетонная защита от радиоактивных излучений, Cd - кадмиевый стержень, Со - отражатель (графитовая оболочка. Работа реактора происходит следующим образом. Ядра атомов U235 92 делятся, вследствие чего выделяется энергия и происходит вылет новых нейтронов. Для того, чтобы нейтроны не поглощались ураном U238 92, урановые стержни помещены в каналы, проделанные в графите. Графит замедляет нейтроны до тепловых скоростей (те. до значений энергии ниже 5 эВ поэтому, попадая в другой или в тот же урановый стержень, они почти не поглощаются ураном U238 92 и производят деление урана U235 92. Схема устройства атомной электростанции показана на рис. 5.9. Для возникновения цепной реакции необходимо, чтобы коэффициент размножения нейтронов k был больше единицы. Коэффициентом размножения называют отношение числа нейтронов последующего поколения n2 к числу нейтронов предшествующего поколения n1, возникающих в звене реакции 1 Прицепная реакция начинается, при k < 1 она затухает. Величина коэффициента размножения зависит от размеров установки, а также от скорости нарастания реакции. Роль paзмepов установки очевидна с уменьшением размеров процент нейтронов, вылетающих через ее поверхность, увеличивается, так что при малых размерах установки цепная реакция становится не-Рис. 5.8. Рис. 5.9 возможной. Минимальные размеры реактора, при которых в активной зоне возможно осуществить цепную реакцию деления, называются критическими. Для того, чтобы зaтpуднить вылет нейтронов за пределы реактора, вокруг его aктивнoй зоны (зона, где расположен уран) устраивается отражатель Со (графитовая оболочка. Если скорость нарастания реакции постоянна, то коэффициент размножения равен единице. Для обеспечения этого условия в активную зону погружают стержни из материалов, сильно поглощающих тепловые нейтроны кадмий, бор. Специальное автоматическое устройство, управляющее стержнями, позволяет поддерживать развиваемую мощность на заданном уровне. Управление цепным процессом упрощается тем, что некоторые нейтроны деления являются запаздывающими. Размножение нейтронов не может происходить на одних мгновенных нейтронах (для них k < 1), в нем должны принимать участие и запаздывающие нейтроны (в общем числе нейтронов, испускаемых при делении, составляют около 1%). Подсчет среднего времени жизни одного поколения нейтронов с учетом доли запаздывающих нейтронов дает с 0τ (вместо с без учета запаздывающих нейтронов. Из расчетов следует, что за с число нейтронов возрастает всего в 1,5 раза. Медленный рост интенсивности цепной реакции упрощает процесс управления. В настоящее время имеются разнообразные конструкции ядерных реакторов, работающих на тепловых и быстрых нейтронах. Ядерные реакторы на быстрых нейтронах не содержат замедлителя. Ядерные реакторы широко используются в атомных электростанциях для получения энергии. 1   ...   5   6   7   8   9   10   11   12   ...   18

7.10 Cолнечные генераторы электроэнергии на основе полупроводниковых структур Фотоэлемент является источником электропитания, который генерирует электрическое напряжение за счет поглощения света, испускаемого внешними источниками. В случае поглощения фотоэлементом видимого (солнечного) света его называют солнечной ячейкой. Принцип действия солнечной ячейки. Рассмотрим принцип действия кремниевой солнечной ячейки с p-n переходом. Структура ячейки представлена на рис. 7.20. При освещении фотоэлемента из-за поглощения квантов света в p-n переходе ив областях полупроводника, прилегающих кр переходу, происходит поглощение квантов света и генерация электронно- дырочных пар – новых, неравновесных носителей заряда. Диффузионное электрическое поле, существующее в р переходе, производит разделение зарядов электроны уходят в область, а дырки – в р- область. В результате накопления электронов в области и дырок в p- области между этими областями возникает дополнительная разность потенциалов, так называемая фото-ЭДС. Основные физические процессы в солнечной ячейке. Энергетическая диаграмма р перехода представлена на рис. 7.21. При попадании света на фотоэлемент возможны следующие виды фотоактивного поглощения 1. Электрон переходит из валентной зоны на уровень ионизированного акцептора А, при этом в валентной зоне появляется дырка. Она суть основной носитель в области иона не может преодолеть потенциальный барьер. Поэтому дырка останется в области и не создает обратного тока. Электрон на акцепторном уровне не может перемещаться и также не дает вклада в фототок. Электроны переходят из валентной зоны в зону проводимости, возникают два носителя – дырка в валентной зоне и электрон в зоне проводимости. Дырка в валентной зоне области является основным носителем и не участвует в образовании обратного тока из-за потенциального барьера. Электрон в зоне проводимости области является неосновным носителем, для него не существует барьера, поэтому он двигается к p-n переходу и скатывается с него, создавая обратный ток. 3. Если электронно-дырочная пара возникла в p-n переходе, тополе объемного заряда растаскивает их в разные стороны – дырки в область, электроны в область. Таким образом, второй и третий процессы приводят к накоплению дырок в области и, аналогично, электронов в области, что создает дополнительную разность потенциалов. Накопление неравновесных носителей заряда в соответствующих областях не может продолжаться бесконечно, так как разделенные электроны и дырки продолжают притягиваться друг к другу обратный ток. Они создают электрическое поле, которое понижает высоту потенциального барьера между n- и областями на величину возникающей фото-ЭДС. Это понижение барьера уменьшает величину разделяющего поля в p-n переходе и аналогично прямому включению p-n перехода. ħω р Рис. 7.21 Энергетическая диаграмма p-n перехода, EF - уровень Ферми, ED – энергетический уровень донора, EA– энергетический уровень акцептораПолоска контакта область р-область Е ПоложительныйОтрицательныйСветочувствительный Рис. 7.20 Устройство кремниевой солнечной ячейки с p-n переходом переход n Плотность тока через фотодиод. Вдали от p-n перехода электрическое поле очень слабое, поэтому основным механизмом движения носителей там является диффузия. Не все фотоэлектроны, возникающие при поглощении света, дойдут до p-n перехода, так как на этом пути возможна рекомбинация носителей заряда. Дойдут лишь те носители заряда, у которых время пути до перехода меньше времени жизни электрона в зоне проводимости (или расстояние до перехода больше длинны диффузионного пробега. Плотность тока через фотодиод складывается из тока электронов в р- области, дырок в области и электронно-дырочных пар, появившихся в p-n переходе где g – количество электронно-дырочных пар, родившихся в единицу времени с единицы площади p-n перехода. Основные характеристики фотоэлемента. Вольт-амперная характеристика. Основной характеристикой фотоэлемента является его вольт-амперная характеристика (ВАХ), при различных освещенностях или световых потоках (риса. При отсутствии освещения (J = 0) вольт-амперная характеристика имеет вид характерный для обычного р перехода. При увеличении освещенности (J1 и J2) появляется обратный ток неосновных носителей, и вся кривая смещается вниз. Точки пересечения вольт-амперной характеристики с осью напряжений соответствуют значениям фото-ЭДС (или напряжению холостого хода Uхх) при разных освещенностях (для кремниевого фотоэлемента фото-ЭДС имеет порядок 0,5–0,55 В. Точки пересечения вольт-амперной характеристики с осью токов соответствуют значениям токов короткого замыкания Iкз. У крема Iкз1Iкз2Uхх1Uхх2Pmaxб J=0 Рис Общий вида) и рабочая область (б) вольт-амперной характеристики фотоэлемента ниевых фотоэлементов плотность тока короткого замыкания при средней освещенности солнечным светом имеет порядок 20-25 мА/см2По вольт-амперной характеристике при различных освещенностях фотоэлемента можно выбрать оптимальный режим работы фотоэлемента, те. оптимальное сопротивление нагрузки, при котором в нагрузке будет выделяться наибольшая мощность. Оптимальному режиму работы фотоэлементов соответствует наибольшая площадь вписанного прямоугольника с вершиной на вольт- амперной характеристике при заданной освещенности (рис. 7.22 б. Для кремниевых фотоэлементов при оптимальной нагрузке напряжение нагрузки составляет 0,35-0,4 В, плотность тока 15-20 мА/см2Так как рабочей областью является область прямого смещения р перехода и обратного тока, то обычно вольт-амперная характеристика фотоэлемента переворачивают иона имеет вид, приведенный на рис. 7.23. 2. Световые характеристики фотоэлемента. Световые характеристики фотоэлемента- это зависимости фото-ЭДС и тока короткого замыкания фотоэлемента от освещенности фотоэлемента. а) При малой освещенности зависимость Iкз J линейна, т.к. ток прямо пропорционален количеству родившихся электронно-дырочных пар gIкз, а количество появившихся электронно-дырочных пар, в свою очередь, прямо пропорционально количеству поглощенных квантов света Jg, где α – показатель поглощения, J – интенсивность света, η – внутренний квантовый выход. Для кремниевых фотодиодов η 100%. Квантовый выход можно определить по экспериментальной зависимости Iкз(J). Пропорциональность Iкзg обусловлена тем, что р-область конструктивно изготовлена так, чтобы ее толщина была значительно меньше диффузионной длины неосновных носителей заряда. Поэтому практически все неосновные носители, возникшие в р-области в результате световой генерации, доходят до р перехода и принимают участие в образовании фототока. Рис. 7.23 Вольт-амперная характеристика фотоэлемента при разных интенсивностях света J и линия оптимальной нагрузки I U Рис. 7.24 Ток короткого замыкания Is и напряжение холостого хода о как функция интенсивности света JIs, мА U0, В J, Вт/м2 IsU0 Во всяком случае, потери неосновных носителей на рекомбинацию в р- области и на поверхности практически не зависят от освещенности, т.к. исходный полупроводник содержит малое количество неконтролируемых примесей, которые могли бы выполнять роль рекомбинационных ловушек и ловушек захвата. Отклонение световых характеристик от линейной зависимости связано с уменьшением высоты потенциального барьера при накоплении избыточного заряда электронов в области и дырок в р-области. б) По мере увеличения освещенности возрастает накопление зарядов, и дополнительная разность потенциалов все сильнее понижает потенциальный барьер. За счет этого увеличивается вклад прямого тока, и зависимость становится сублинейной. Рассмотрим основные характеристики солнечной батареи на примере батареи, состоящей из четырех ячеек, соединенных последовательно, и имеющую максимальное напряжение холостого хода не более 2 В. При слабых освещенностях зависимость напряжения холостого хода (Uхх) от освещенности такая же, как у тока короткого замыкания. При возрастании освещенности потенциальный барьер понижается так сильно, что прямая составляющая тока уравновешивает обратный фототок вне зависимости от степени освещенности. 3. Эффективность преобразования. Коэффициент полезного действия КПД) представляет собой отношение максимальной мощности, которую можно получить от фотоэлемента, к полной мощности светового потока, падающего на рабочую поверхность фотоэлемента К основным процессам, приводящим к уменьшению КПД фотоэлемента, относят отражение от поверхности полупроводника, фотоэлектрически неактивное поглощение квантов света (поглощение без образования пар носителей электрон-дырка), рекомбинацию неравновесных носителей ещё до их разделения электрическим полем p-n перехода, а также потери мощности при прохождении тока через объемное сопротивление базы фотоэлемента. В результате этих процессов КПД кремниевых фотоэлементов при преобразовании солнечного света в электрическую энергию не превышает 12%. 4. Спектральная характеристика фотоэлемента. Спектральная характеристика фотоэлемента это зависимость тока короткого замыкания от длины волны падающего света. Для кремниевого фотоэлемента максимум спектральной характеристики почти соответствует максимуму спектрального распределения энергии солнечного света (рис. 7.25). Именно поэтому кремниевые фотоэлементы широ-Рис. 7.25 Спектр Солнца (Т ≈ 5800 К, спектр света лампы (Т ≈ 2000 K) испек- тральная чувствительность кремниевой солнечной ячейки ко используются для создания солнечных батарей. Спектр лампы и Солнца отличаются тем, что у Солнца больше коротковолнового излучения (с большей энергией, ау лампы больше длинноволновая составляющая. Таким образом, лампа сильнее нагревает фотоэлемент, поэтому ее свет дает меньший ток короткого замыкания и, соответственно, меньший КПД. Если энергия кванта света меньше ширины запрещенной зоны, то фотоэффекта не будет вовсе, поэтому существует минимальная энергия (или максимальная длина волны, при которой эффект ещё наблюдается. Для кремния Si ширина запрещенной зоны ΔE = 1,1 эВ, что соответствует длине волны λmax = 1,3 мкм и частоте ν = 2,5·10 14 Гц. 5. Зависимость Iк.з. и Uхх от температуры. С повышением температуры фотоэлемента происходит а) понижение потенциального барьера (уменьшатся ширина запрещенной зоны) и б) увеличивается количество основных носителей, имеющих большую энергию, те. происходит перераспределение носителей по уровням. Понижение барьера приводит к понижению напряжения холостого хода (а также тока короткого замыкания) – уменьшается площадь под ВАХ – уменьшается КПД фотоэлемента (рис. 7.26). 7.11 Полупроводниковый диод. Светоизлучающий диод Диод во внешнем электрическом поле. Слово диод, образовано от греческих корней «di» — два, и «odos» — путь. Полупроводниковый диод — это полупроводниковый прибор с одним р переходом и двумя выводами электродами. Полупроводниковые диоды используют свойство односторонней проводимости p-n перехода — контакта между полупроводниками с разным типом примесной проводимости. Принцип действия полупроводникового диода основывается на выпрямляющем свойстве p-n перехода. По назначению диоды бывают выпрямительные диоды - предназначенные для преобразования переменного тока в постоянный импульсные диоды - имеют малую длительность переходных процессов, предназначены для применения в импульсных режимах работы, ограничительные диоды - предназначенные для защиты радио и бытовой аппаратуры от повышения сетевого напряжения и другие. Вольт-амперная характеристика диода – это зависимость силы тока от приложенного к диоду напряжения (рис. 7.27). Если созданное внешним источником электрическое поле в p-n переходе противоположно диффузионному полю, то ток через переход возрастает в соответствии с прямой ветвью Рис. 7.26 Вольт-амперная характеристика солнечной батареи a) с охлаждающим вентилятором, b) без охлаждающего вентилятора, c) при экранировке стеклянным колпаком, мА 100 50 c в a 0 1 2 U, В вольт-амперной характеристики (ВАХ) диода. Прямая ветвь вольт-амперной характеристики имеет вид экспоненты. Факторы, влияющие на прямой ток диода 1. При увеличении температуры а) уменьшается высота потенциального барьера и б) изменяется распределение носителей заряда по энергиям – электроны занимают все более высокие уровни в зоне проводимости. Из-за этих двух причин прямой ток через диод увеличивается с ростом температуры при неизменном приложенном напряжении. 2. У диода с большей шириной запрещенной зоны больше высота потенциального барьера, поэтому прямой ток через диод из материала с большей шириной запрещенной зоны будет меньше притом же напряжении. 3. С увеличением концентрации примесей в прилегающих к p-n переходу областях будет увеличиваться высота потенциального барьера, а значит, будет меньше прямой ток при неизменном напряжении. Если созданное внешним источником электрическое поле в переходе совпадает по направлению с диффузионным, то высота потенциального барьера для основных носителей увеличивается. В этом случае зависимость тока от напряжения соответствует обратной ветви вольт-амперной характеристики диода, а приложенное внешнее напряжение называется обратным. Величина потока неосновных носителей заряда не зависит от величины обратного напряжения Uобр. Она определяется только скоростью их тепловой генерации в объеме полупроводника и скоростью их диффузии к p-n переходу (к области объемного заряда, пересекая который они и дают вклад в электрический ток, текущий через p-n переход. Однако достичь перехода могут не все неосновные носители, а только те, которые родились достаточно близко от него (на расстоянии диффузионной длины. Остальные неосновные носители не доходят до перехода и не дают вклада в ток. Обратный ток, начиная с малых значений обратного напряжения, не изменяется. Такой ток называется током насыщения. На рисунке 7.27 ток насыщения обозначен Факторы, влияющие на ток насыщения 1. С увеличением температуры ток насыщения увеличивается, т.к. экспоненциально увеличивается собственная концентрация носителей заряда. 2. В диодах на основе материалов с большей шириной запрещенной зоны плотность тока насыщения будет больше, так как собственная концентрация экспоненциально уменьшается. 3. С увеличением концентрации примесей плотность тока насыщения уменьшается (меньше время жизни из-за усиления рекомбинации с основными носителями. Пробой диодов. При достижении обратным напряжением некоторого критического для данного диода значения происходит резкое увеличение об-Рис. 7.27 Вольт-амперная характеристика выпрямляющего диода 0 проб I0 U ратного тока через диод. Это явление называется пробоем диода. В зависимости от физических явлений, приводящих к пробою, различают лавинный, туннельный и тепловой пробои. Лавинный пробой Под действием сильного электрического поля, при котором носители заряда приобретают энергии, достаточные для образования новых электронно-дырочных пар в результате ударной ионизации атомов полупроводника, возникают лавины носителей заряда. Пробивное напряжение определяется концентрацией примеси в слаболегированной области, т.к. она определяет ширину p-n перехода. С повышением температуры уменьшается длина свободного пробега носителей заряда, а значит, уменьшается и энергия, которую носитель заряда может приобрести на длине свободного пробега в электрическом поле. Следовательно, повышение температуры приводит к увеличению пробивного напряжения при лавинном пробое (рис. 7.28). При возникновении лавинного пробоя возникают шумы. Вначале этот процесс неустойчив он возникает, срывается, возникает снова. С увеличением тока процесс ударной ионизации становится устойчивыми шумы исчезают. Это характерная особенность лавинного пробоя. Туннельный пробой Если ширина потенциального барьера δ становится достаточно малой, то возможно туннелирование электронов сквозь запрещенную зону полупроводника без изменения их энергии. Внешне туннельный эффект проявляется как пробой диода, при этом пробивное напряжение обратно пропорционально концентрации примесей. При одной и той же ширине запрещенной зоны (для одного итого же материала) ширина потенциального барьера определяется напряженностью электрического поля, те. наклоном энергетических уровней и зон. Значение критической напряженности электрического поля составляет примерно 8·10 5 В/м для Si и 3·10 5 В/м для Ge. С повышением температуры ширина запрещенной зоны большинства полупроводников убывает. Следовательно, при этом уменьшается и толщина барьера при той же напряженности поля, что приводит к увеличению вероятности туннелирования сквозь потенциальный барьер, поэтому пробивное напряжение при туннельном пробое уменьшается с увеличением температуры. Так как при туннельном пробое необходима малая толщина p-n перехода, он наблюдается в диодах, изготовленных из полупроводников с большой концентрацией примесей. Тепловой пробой Тепловой пробой в диодах происходит с образованием так называемого шнура или канала высокой проводимости, температура в котором превышает среднюю температуру остальной части p-n перехода. Образование шнура обычно вызвано дефектами в p-n переходе. Если плотность обратного тока в каком-нибудь месте p-n перехода оказалась больше плотности тока в остальной части перехода, то температура этого места будет еще выше из-за выделяющегося тепла Джоуля-Ленца. Локальное увеличение тем-Рис. 7.28 Вольт-амперная характеристика при лавинном пробое Uобр проб Iобр пературы приводит к дальнейшему росту плотности тока, что вызывает локальное повышение температуры и т.д. Тепловой пробой может возникнуть и при малых обратных токах и напряжениях. Светоизлучающий диод (LED – Light-emitting diode) – это полупроводниковый прибор, преобразующий электрическую энергию, в энергию оптического излучения. Излучение вызвано рекомбинацией (возвращением электронов из зоны проводимости в валентную зону) носителей заряда при прохождении тока в прямом направлении через выпрямляющий электрический переход. Область структуры светодиода, в которой происходит рекомбинация электронов и дырок называется активной. В основе светоизлучающего диода лежит многослойная гетероструктура. Гетероструктура представляет собой последовательность полупроводниковых слоев отличающихся химическим составом и шириной запрещенной зоны. Гетеропереходом называют переходный слой с существующим в нём диффузионным электрическим полем между двумя различными по химическому составу полупроводниками. Для формирования качественного гетероперехода необходимо совпадение типа, ориентации и периода кристаллических решёток контактирующих полупроводников. При образовании гетероперехода, из-за различия работ выхода электронов из разных полупроводников, происходит перераспределение носителей заряда в приконтактной области и выравнивание уровней Ферми. В результате установления термодинамического равновесия, остальные энергетические уровни изгибаются – возникают диффузионное электрическое поле икон- тактная разность потенциалов. Энергетические зоны различных полупроводников отличаются по ширине, поэтому на границе раздела двух полупроводников получается разрыв дна зоны проводимости и валентной зоны, что приводит к наличию разной высоты потенциального барьера для электронов и дырок. В связи с этим, прямой ток через гетеропереход связан в основном сдвижением носителей заряда только одного знака. Излучаемый свет лежит в узком диапазоне спектра электромагнитных волн. Длина волны излучения светодиода зависит от химического состава использованного в активной области полупроводника. Красные и желтые светодиоды изготавливаются из твердых растворов соединений элементов AlGaAs и AlGaInP, а зеленые и синие из более широкозонного материала InGaN. Для того чтобы кванты энергии (фотоны, Рис. 7.29 Зависимость длины волны желтого светодиода от температуры активной области Длина волны, нм 594 592 590 588 586 -40 10 60 t, 0C освободившиеся при рекомбинации, соответствовали квантам видимого света, ширина запрещенной зоны исходного полупроводника должна быть достаточно большой (Е > 1,7 эВ, при меньшей ширине запрещенной зоны исходного полупроводника кванты энергии, освобождающиеся при рекомбинации носителей заряда, соответствуют инфракрасной области излучения. Энергия фотона, образовавшегося при рекомбинации, определяется hЕТак как частота связана с длиной волны сто энергию можно выразить сhЕ. (7.61) Максимум в спектре излучения светодиода max соответствует наиболее вероятному переходу – с нижнего энергетического уровня свободной зоны на верхний уровень валентной зоны. Тогда с, (7.62) где Е - ширина запрещенной зоны полупроводника. Активная область ограничена слоями полупроводника с большей шириной запрещенной зоны, которые обеспечивают локализацию носителей вуз- козонной области, что приводит к увеличению вероятности рекомбинации носителей заряда. Отношение излученных фотонов к числу рекомбинировавших пар носителей называется внутренним квантовым выходом Если бы рекомбинация неравновесных электронов и дырок, в активной области происходила только с излучением фотонов, то внутренний квантовый выход был бы равен 100%. Однако значительная часть актов рекомбинации не заканчивается выделением энергии в виде фотонов. Такие переходы электронов между энергетическими уровнями называют безызлучательными. Соотношение между излучательными и безызлучательными переходами зависит отряда причин, в частности от структуры энергетических зон полупроводника, наличия примесей, которые могут увеличить или уменьшить вероятность излучательных пере- ходов.Увеличение длины волны с повышением температуры активной области светодиода вызвано уменьшением ширины запрещенной зоны полупроводника, при этом, из-за увеличения влияния колебаний кристаллической решетки уменьшается внутренний квантовый выход. Яркость светодиода с увеличением температуры падает рис. Падение яркости с повышением температуры неодинаково у светодиодов разных цветов У материалов с меньшей шириной запрещенной зоны температурная зависимость длины волны и яркости сильнее. Она больше у красных и желтых, и меньше у зеленых, синих и белых Поэтому для надежной и стабильной работы светодиодов важен хороший теплоотвод Даже при высоком внутреннем квантовом выходе (в GaAs и внутренний квантовый выход излучательной рекомбинации равен 100%) внешний квантовый выход значительно меньше. Образовавшиеся фотоны могут поглотиться полупроводником до выхода в окружающее пространство. Существенными являются потери при полном внутреннем отражении фотонов, падающих на границу раздела полупроводника и окружающей атмосферы под углом, превышающим критический угол полного внутреннего отражения 1 в, (7.63) где 2n - абсолютный показатель преломления среды, окружающей полупроводник- абсолютный показатель преломления полупроводника. Для многих полупроводников 0 в, поэтому если полупроводник имеет плоскую форму, то только незначительная часть фотонов (около 1,5%) покинет полупроводник. Наиболее простым решением является формирование на поверхности кристалла сферического покрытия из пластического материала с высоким показателем преломления для увеличения критического угла полного внутреннего отражения. 1   ...   10   11   12   13   14   15   16   17   18

7.12 Гамма излучение ядер Гамма-излучением называются электромагнитное излучение, испускае- моеядрами атомов при переходах ядер из возбужденного состояние в основное (или в менее возбужденное, а также в процессе ядерных превращений. Различают жесткое излучение, испускаемое ядрами при переходе из возбужденного состояния в основное, и мягкое излучение, которое испускается при перестройке электронных оболочек атома в результате так называемого электронного захвата (К-захвата). Фотоны жесткого - излучения имеют энергию от сотен тысяч электрон-вольт до нескольких мегаэлектрон-вольт. В каждом акте перехода ядро излучает один - квант В связи с дискретностью энергетических уровней ядра излучение имеет линейчатый спектр. Частоты - квантов связаны с разностью энергий условием частот Бора. Поясним происхождение мягкого- излучения. Процесс превращения одного из внутриядерных протонов в нейтрон происходит либо с возникновением позитрона, либо без возникновения позитрона с захватом ядром одного из ближайших к нему атомных электронов. Так кaк ближайшими к ядру являются электроны К-слоя, то последний вид излучения называют К-захватом. После К-захвата электронная оболочка атома оказывается в возбу-Рис. 7.30 Зависимость яркости желтого светодиода от температуры активной области 0,1 110-40 10 яркость, от не д.температура, оС жденном состоянии. Возврат в нормальное состояние осуществляется в результате перехода одного из электронов внешних слоев на вакантное место в К-слое, вследствие чего возникает характеристическое излучение К-серии. Возможно излучение - квантов и твердыми телами, что подтверждается эффектом э. Этот эффект заключается в упругом испускании или поглощении - квантоватомными ядрами, связанными в твердом теле. В 1958 году Мессбауэр предложил метод резкого уменьшения энергии отдачи ядру ТЯ при испускании и при поглощении - лучей. Явление резонансного излучения (поглощения) - излучения без отдачи называется эффектом Мес-сбауэра. Резонансным поглощением - излучения ядрами называется поглощение ядром - фотонов такой частоты , что энергия h фотона равна разности энергий одного из возбуждённых и основного энергетических состояний ядра. Такая же частота будет у линии - фотона, излученного при переходе ядра из возбуждённого состояния ядра в нормальное. Идеей метода является использование излучающих и поглощающих ядер в связанном виде, те. в составе кристаллических решеток. Известно, что при достаточно низких температурах становятся возможными ядерные переходы без изменения энергетического состояния кристалла, тес передачей энергии упругим образом всему кристаллу в целом. Так как масса кристалла много больше массы ядра, то согласно закону сохранения импульса, потери на отдачу становятся чрезвычайно малыми. Поэтому процессы испускания и поглощения могут происходить практически без отдачи. Энергетическим состояниям атомных ядер приписывают вполне определенную энергию. Это не совсем правильно. Так, например, ядро изотопа иридия находится в возбужденном состоянии с энергией Е = 129 КэВ, из которого оно может перейти в основное состояние за счет испускания - кванта с периодом полураспада, равным  10-10 с. Тогда согласно соотношению неопределенности энергия возбужденного состояния будет известна с точностью до 6 19 10 34 10 6,6 10 6,1 10 28,6 10 62,6 2hЕэВ. Чем меньше время жизни возбужденного состояния ядра, участвующего в - переходе, тем больше неопределенность в значении энергии возбужденного состояния. Последняя приводит к тому, что - излучение, испускаемое при переходе ядра из возбужденного состояния в основное, будет немоно- хроматическим, те. будет содержать не одну частоту излучения, а спектр. Эту не монохроматичность принято называть естественной шириной (Г) линии испускания- лучей. В рассматриваемом примере эта величина равна ГэВ. Это очень малая величина по сравнению с энергией - перехода Е = 129 КэВ. Относительная ширина линий Мессбауэра, равная в нашем примере 5ЕГ, позволяет использовать этот эффект для измерения малых сдвигов энергии (частоты) - квантов, вызванных теми или иными воздействиями на излучающее или поглощающее ядро. В ядерной спектроскопии эффект Мёссбауэра используется для точных измерений энергетических уровней атомных ядер. Одним из впечатляющих применений метода стал эксперимент Паунда и Ребки, которые в 1960 г. измерили в лабораторных условиях гравитационное смещение гамма-квантов, предсказываемое общей теории относительности. При движении фотона в гравитационном поле его энергия изменяется на ∆W = −W(2 12/) c = -h∆(2 12/) c, где 1 и 2 - потенциалы гравитационного поля в точках 1 и 2. Знак минус указывает на то, что увеличение энергии фотона в гравитационном поле происходит в результате уменьшения его энергии W = hv: 2/ Относительное изменение частоты при прохождении фотоном гравитационной разности потенциалов :2//cvv, здесь 0, так что потенциал поля тяготения Солнца увеличивается по мере удаления от него. На поверхности Земли он больше, чем на поверхности Солнца. Следовательно, 0/vv и все частоты линий Солнца изв зд, регистрируемые на Земле, сдвинуты к красному участку спектра. Этот эффект называется гравитационным красным смещением. Метод ядерного гамма-резонанса используется в физическом материаловедении, химии, минералогии и биологии (например, при анализе свойств Fe- содержащих групп в белках. Эффект поглощения излучения усиливают пут м обогащения образцам ссбауэровскими изотопами, повышая, например, содержание 57Fe в пище подопытных животных. В минералогии эффект Мёссбаура применяется главным образом для определения структурного положения ионов Fe и определения степени окисления железа. На основе эффекта Мёссбауэра разработаны современные анализаторы для экологического мониторинга промышленных печей, позволяющие контролировать выброс тяжёлых металлов при сжигании топлива. 7.13 Механизм поглощения - лучей. Позитрон Поглощение - лучей в среде в основном обусловлено тремя процессами фотоэффектом, комптоновским рассеянием и явлением образования элек- тронно-позитронных пар. Когда энергия - фотонов достигает примерно 0,1 МэВ, поглощение лучей в веществе происходит вследствие фотоэффекта - здесь электрон выбрасывается из глубинных слоев атома Кили, после чего происходит заполнение вакантного места с испусканием характеристического излучения. В поглощении - лучей с энергиями фотона порядка 0,5-2,0 МэВ существенную роль играет эффект Комптона. При исследовании установлено, что - фотоны с энергией в несколько мегаэлектрон-вольт мoгут поглощаться ядрами, переводя их в возбужденное состояние, причем обратный переход в основное состояние может сопровождаться выбросом внутриядерной частицы - нейтрона или протона. В 1934 г. Чадвик установил, что при облучении тяжелого водорода - лучами тория поглощение фотона (с энергией h = 2,2 МэВ) переводит ядро дейтрона в неустойчивое возбужденное состояние, которое завершается распадом на протон и нейтрон. Для фоторасщепления более тяжелых ядер требуются -фoтоны с энергией порядка 10 - 15 МэВ. Поглощение - фотонов с энергией порядка 100 МэВ приводит к освобождению из ядер нескольких частиц. Поглощение- лучей при прохождении их через вещество можно описать экспоненциальным законом xeII0, где  - коэффициент поглощения x - толщина слоя вещество. Вместо линейного коэффициента поглощения  берут массовые коэффициенты /, где  – плотность вещества, а также коэффициенты, рассчитанные на 1 атом и на 1 электрон NAa, которые могут быть истолкованы как эффективные сечения для того или иного процесса. Позитрон. Под действием жестких - лучей, имеющих энергию кванта больше 1 МэВ, происходит рождение электронно-позитронных пар. Позитроны были открыты в 1932 году Андерсеном при исследовании им космических лучей. Впоследствии существование позитронов было подтверждено опытами, несвязанными с исследованием космических лучей. В 1933 г. Чэд- вик, Блеккет и Оккиалини обнаружили, что позитроны вылетают из свинцовой пластинки, облучаемой - лучами. При исследовании было установлено, что масса позитрона равна массе электрона, заряд позитрона вен заряду электрона по величине, но противоположен по знаку. Равны также их механические и (численно) магнитные спиновые моменты поз = Iэл, поз = эл. Тот факт, что позитрон наблюдается только в исключительных условиях, объясняется весьма малой продолжительностью его жизни (порядка 10-6 св атмосферном воздухе. За этот промежуток времени позитрон встречается с электроном вещества, и если энергия каждого из них не меньше 0,5 МэВ, они превращаются в два- кванта. 7.14 Нейтроны и их прохождение через вещество Искусственное превращение ядер, вызванное бомбардировкой частиц, привело к открытию нового вида элементарной частицы - нейтрона. В 1930 году Боте и Беккер обратили внимание на то, что при бомбардировке - частицами бериллия (Ве9 4) возникает излучение весьма большой проникающей способности, в несколько раз превышающей проникающую способность очень жестких - лучей. Вначале это излучение назвали бериллиевыми лучами. В 1932 г. Чэдвик доказал, что бериллиевые лучи представляют собой поток частиц, лишенных заряда и имеющих масс, близкую к массе протона эти частицы были названы нейтронами. Ядерная реакция в этом случае протекает в такой форме Ве9 Не С С 6+n1 На рис. 7.31 изображено устройство прибора для обнаружения нейтронов. Источником - частиц служит диск Д покрытый полонием. Нейтроны, испускаемые бериллием под влиянием бомбардировки - частицами, проходили через стенку камеры и проникали в ионизационную камеру, в которой они не вызывали ионизации, так как не имели своего заряда. Если перед окном камеры, поместить пластинку из парафина, то ионизация в камере возрастает, так как нейтроны, сталкиваясь с ядрами атомов водорода, содержащимися в парафине, передают им некоторое количество движения и сообщают скорость, достаточную для ионизации газа в ионизационной камере. Таким образом, ионизация в камере вызывается не нейтронами, а протонами, которые получили кинетическую энергию при упругих столкновениях с нейтронами. Опыт показывает, что при прохождении нейтронов через вещество возможно упругое рассеяние, неупругое рассеяние, захват. Упругим называется рассеяние без потери частицей (нейтроном) кинетической энергии. В некоторых веществах, для которых роль упругого рассеяния относительно высока, быстрый нейтрон теряет свою энергию в серии последовательных актов упругого соударения с ядрами вещества (замедление нейтронов. Процесс замедления продолжается до тех пор, пока кинетическая энергия нейтрона не сравняется с энергией теплового движения атомов замедляющего вещества. Такие нейтроны называются тепловыми. Дальнейшие столкновения тепловых нейтронов с атомами замедлителя не изменяют энергии нейтронов, а приводят к диффузии тепловых нейтронов в веществе до тех пор, пока они не поглотятся каким-либо ядром или не вылетят за пределы замедлителя. Упругое рассеяние используется при замедлении быстрых нейтронов в реакторах. Неупругим рассеянием нейтронов называется процесс, когда нейтрон, попадая в ядро, может перевести его в возбужденное состояние и снова выле-Рис. 7.31 теть из ядра, но уже с меньшей энергией. При исследовании установлено, что для строго параллельного пучка число нейтронов N , прошедших слой х убывает с увеличением толщины слоя по экспоненциальному закону xeNN0. (7.64) Здесь 0N - число нейтронов, регистрируемых детектором в первичном пучке  - средняя длина свободного пути нейтрона в рассеивающем веществе. В настоящее время рассеяние и поглощение характеризуются не средней длиной, а эффективным сечением рассеяния , связанным с  соотношением где  - число ядер, рассеивающих нейтроны в единице объема. Подставляя это соотношение в (получим xeNN0 1 (7.65) Произведение x имеет размерность ми представляет собой число ядер, приходящихся нам вещества. Обозначая ∙x = n, перепишем формулу) в таком виде neNN0 1, (7.66) Константа , имеющая размерность [] = м, называется эффективным сечением рассеяния. Число ядер, прореагировавших за 1 с, характеризуют эффективным сечением ядра. Если центр налетающей частицы пройдет внутрь сечения , то столкновение частицы будет эффективным для ядерной реакции. Площадь  нужно приписать ядру для того, чтобы можно было считать, что попадание частицы в диск этой площади вызовет ядерную реакцию. Вероятность р того, что налетающая частица вызовет превращение ядра, можно определить по формуле xp, где х - толщина мишени. Эффективное сечение ядра легко вычислить из последней формулы по числу налетающих частиц, вызывающих в среднем одно ядерное превращение в достаточно тонкой мишени. Одному ядру приходится приписывать разные эффективные сечения при различных значениях энергии налетающей частицы. Для реакций, вызываемых поглощением нейтронов с тепловыми скоростями, эффективное сечение ядра нередко в сотни тысяч раз превышает геометрическое сечение. Так например, поперечное сечение ядра кадмия для захвата медленных нейтронов при резонансном значении энергии нейтрона равном 0,176 эВ достигает величины = 780010-28 м (это эффективное сечение враз превышает геометрическое сечение ядра атома кадмия, но при увеличении энергии нейтронов всего на 0,2 эВ эффективное сечение кадмия уменьшается почтив раз. 7.15 Термоядерные реакции Термоядерными называют реакции синтеза легких атомных ядер, протекающие при очень высоких температурах - от нескольких миллионов градусов до нескольких сотен миллионов градусов. Почему необходима такая высокая температура для протекания реакции слияния ядер атома Известно, что между ядерными частицами существуют и силы отталкивания и силы притяжения, причем силы отталкивания действуют и на далеких расстояниях между протонами, тогда как силы притяжения проявляются только при тесном сближении протонов и, превышая силы отталкивания, дают протонам возможность соединяться в ядро. Значит, для того чтобы протоны могли перепрыгнуть через барьер, которым "отгородилось" ядро, они должны иметь достаточно высокую энергию. Только в этом случае они смогут сблизиться на такие расстояния, при которых между ними уже действуют ядерные силы притяжения. Так, например, для слияния дейтронов необходимо их сближение до расстояния 310-15 м.На этом расстоянии потенциальная энергия взаимодействия дейтронов равна 0,5 МэВ. Температура, необходимая для протекания данной реакции, должна быть порядка T  210 9 К. Гораздо легче осуществима реакция слияния ядер дейтерия и трития. Расчеты показывают, что общее количество дейтерия в океанах составляет 510 13 т. Содержание трития в обычной воде совершенно ничтожно, но ученые нашли эффективный способ получать его искусственно из довольно распространенного элемента - лития. Температура, необходимая для протекания термоядерной реакции трития и дейтерия, должна быть порядка ста миллионов градусов. Искусственная термоядерная реакция была впервые осуществлена в Советском Союзе в виде взрыва мощной водородной бомбы. Реакция синтеза изотопов водорода протекает следующим образом Н 1+ Н Не 2+1 0n +17,6 МэВ. Высокая температура, необходимая для быстрого и эффективного протекания реакции, практически достигается взрывом атомной бомбы, содержащейся в водородной бомбе в качестве взрывателя. При образовании альфа- частицы и нейтрона из дейтерия и трития высвобождается энергия 17,6 МэВ. Энергия, выделяющаяся при взрыве одной водородной бомбы, эквивалентна энергии взрыва десятков миллионов обычных взрывчатых веществ. Значительно большая энергия освобождается при реакции синтеза легкого водорода с тритием с образованием ядра гелия и излучения Н Н Не 2+ + МэВ. Для выработки сверхтяжелого изотопа водородаН3 1, применяемого в водородной бомбе, используют ядерные реакторы, c помощью которых получают интенсивные потоки медленных нейтронов, необходимые для осуществления реакции Li6 3 + 1 0nLi7 Не 2+ Н 1 Полученный таким образом тритий радиоактивен ииспытывает  - превращение (Н Не 2+0 1e). Если полученный изотоп гелия облучать тепловыми нейтронами, то снова образуется тритий Не 2 +1 Н 1+1 1p Следует заметить, что производство изотопов водорода сопряжено с большими затратами средств. Haпpимер, расходы на строительство завод по производству трития в США на берегу реки Саванны превысили стоимость всех заводов и предприятий такой крупной корпорации, как "Дженерал мо- торс. Особый интерес представляет возможность получения для народного хозяйства энергии за счет управляемой термоядерной реакции. В последние годы большое число исследований направлено на изыскание способов, которые позволяли бы стабилизировать термоядерные реакции и управлять ими. Для осуществления управляемых термоядерных реакций необходимо решить следующие задачи во-первых, предстоит получить (конечно, не в условиях взрыва) температуру в 350 миллионов градусов - это минимальная температура, начиная с которой реакция синтеза изотопов водopoдa становится энергетически выгодной во-вторых, надо обеспечить теплоизоляцию гopячeй плазмы от стенок прибора. Это необходимо не только для уменьшения потерь тепла, но и потому, что даже самые огнеупорные материалы не останутся твердыми при температуре термоядерной реакции. Метод преодоления этой трудности заключается в изолировании горячей плазмы от стенок прибора с помощью магнитного поля. С целью разогрева плазмы до сверхвысокой температуры через нее пропускается электрическая искра от мощных электрических разрядов. Для решения этой задачи нет нужды строить сверхмощные электростанции, достаточно иметь аппараты, позволяющие получать высокие напряжения и одновременно сильные токи в течение малого времени. Такие приборы с мощными трансформаторами и конденсаторными батареями позволяют получить плазму стоком в миллионы ампер. Это настоящая искусственно созданная молния с тонким, ослепительно сверкающим шнуром (в плазме ток идет по одному каналу, а не "рыскает" в поисках легкого пути, как в молнии. Чтобы понять, почему разряд имеет форму шнура, следует обратиться копыту взаимодействия параллельных проводников стоками одинакового направления. В этом опыте проводники немедленно притягивались друг к другу. Тоже происходит ив плазме под действием поля разряда ее частицы начинают двигаться параллельно друг другу, и вызванные этим движением магнитные поля сближают частицы. Благодаря гигантским токам в разряде сближение плазменных частиц происходит почти молниеносно частицы плазмы за миллионные доли секунды собираются по оси разряда в центре цилиндра, образуя тоненькую нить — так называемый плазменный шнур. Магнитное поле вокруг канала, по которому течет ток, разо-9 Плазма — это состояние вещества с высокой степенью ионизации, при котором необязательно, чтобы все электроны были свободными, а ядра — "оголенными. Степень "оголенности" ядер в атомах может быть самой различной. гревающий плазму, имеет такое же строение, как магнитное поле обычного линейного тока (рис. 7.32). Заряженные частицы, из которых состоит плазма, двигаясь в сторону от канала разряда, отклоняются этим магнитным полем и вoзвpaщaютcя обратно. Таким образом, стенки прибора защищаются от соприкосновения с частицами раскаленной плазмы, а частицы оберегаются от потерь тепла. Получается, что плазма, разогретая электрическим разрядом, сама себя изолирует от стенок прибора. Но это длится только мгновение. Температура частиц, несущихся коси прибора, уже через несколько миллионных долей секунды повышается примерно до миллиона градусов. Колоссальное сжатие плазмы в шнуре при такой температуре вызывает в плазме ответные силы, разбрасывающие частицы плазмы и разрушающие самый шнур. Для устранения возникающих деформаций канала и для "укрощения" частиц плазмы создается внешнее продольное магнитное поле. Внешнее магнитное поле, введенное в плазму, позволяет повысить устойчивость плазменного шнура и тем самым удлинить его жизнь. Повышая напряжение, прилагаемое к электродами создавая сильное внешнее поле, удалось значительно повысить температуру плазмы в шнуре. Однако дальнейшее повышение температуры сказалось невозможным из-за наличия у камеры холодных электродов, которые служат для осуществления разряда, введения" тока в камеру и препятствуют нагреву плазмы. Стремясь к дальнейшей стабилизации и повышению температуры плазмы, устранили холодные электроды и свернули плазму в тор (баранку) (рис. 7.33). Позднее стали заключать плазму в камеру c металлическими стенками, отталкивающими ее частицы внутрь камеры здесь был использован принцип возбуждения вихревого магнитного поля в металлических стенках при перемещении плазменного шнура к стенке тора. Тороидальные камеры, позволяющие заключить плазму в магнитную ловушку, следует считать второй стадией работ по получению энергии при помощи термоядерной реакции. Вариантами таких установок являются советская камера "Альфа, американская установка "Стелларатор" и английская камера "3ета". В настоящее время в ряде стран ведутся интенсивные работы по управлению термоядерными реакциями. Выводы Седьмая глава содержит дополнительный материал практически ко всем главам учебника, который предназначен для студентов изучающих физику Рис. 7.33 Рис. 7.32 четыре семестра, а также самостоятельно интересующихся применением фундаментальных физических законов и явлений в современных научных исследованиях и промышленности. В этой главе показано, как опираясь на полученные знания в области квантовой механики и атомной физики методом парамагнитного резонанса можно исследовать строение вещества, предсказывая его реакционную способность, определяя количество неспаренных электронов в молекуле данного вещества. Продемонстрировано, как используя знания основ квантовой статистики можно проанализировать электрические свойства различных материалов, что может оказаться важным для высокотехнологичных промышленных производств. Объяснён механизм сверхпроводимости. Задача внедрения сверхпроводящих материалов в промышленность является крайне актуальной сточки зрения развития энергосберегающих технологий. Сделан акцент на практическое применение законов, изложенных в основном курсе физики. Так эффекты Зеебека и Пельтье рассмотрены сточки зрения их применения в датчиких температуры, термохолодильниках и других устройствах. Даны основные представления о работе солнечных генераторов, полупроводниковых диодов и приборов, в основе которых лежит гетеропереход. В этой главе, студенты знакомятся с основами термоядерного синтеза и перспективами термоядерной энергетики. Описанный здесь метод ядерного гамма-резонанса уже нашёл широкое применение в физическом материаловедении, химии, минералогии, биологии и экологии, при этом перспективы его применения далеко не исчерпаны. СВЯЗЬ ФУНДАМЕНТАЛЬНОГО ОБРАЗОВАНИЯ С СОВРЕМЕННЫМИ МЕТОДАМИ ИССЛЕДОВАНИЯ Любое качественное образование должно иметь прочную основу. В технической области ведущая роль в формировании фундаментальной основы знаний принадлежит физике. Физика объясняет объективные законы, существующие в природе. Физические законы устанавливаются на основе анализа гипотез и обобщения опытных фактов. Развитие техники способствует развитию фундаментальных основ физики, развитие физики приводит к новым техническим решениям. Фундаментальные физические законы, открытые в последние столетия, легли в основу новых направлений развития промышленности, таких как, ядерная энергетика, электроника, нанотехнологии. По мере развития физики, возникают новые методы исследований. На кафедре физики разработана методическая база к лабораторным работам, позволяющая студентам получить основные навыки работы с приборами ставшими традиционными и современными, научиться основам постановки, проведения, обработки результатов и анализа эксперимента. Лабораторная база служит также для более глубокого понимания фундаментальных законов, осознания возможности их применения на практике и освоения современных методов исследования. Представленные в лаборатории работы поддерживают практически все изучаемые в рамках, установленных для различных направлений программ разделы физики квантовая механика, элементы квантовой статистики, основы атомной физики, элементы физики твёрдого тела. Для более глубокого понимания физических процессов при подготовке к лабораторным работам в учебнике даны дополнительные темы, где более детально освещены вопросы, изучаемые в рамках лабораторных работ, что должно существенно облегчить самостоятельную работу студентов по теоретической подготовке к лабораторному эксперименту. Работы Исследование теплоемкости металлов, Исследование тепло и электропроводности металлов, Исследование электропроводности твёрдых материалов от температуры позволяют рассмотреть известные со школьного курса большинству студентов физические величины теплоёмкость и электропроводность не только сточки зрения классической теории, но и квантовой, понять границы применения классических представлений, приобрести навыки самостоятельной работы с современными приборами. Физика твёрдого тела стоит на переднем рубеже развития промышленности. Современную технику сложно представить без электроники, позволяющей облегчить работу с установками, приборами и машинами. Электронные приборы нас окружают ив повседневной жизни. В основе электроники лежат фундаментальные законы физики твёрдого тела, атомной и квантовой физики. Работы Исследование 1   ...   10   11   12   13   14   15   16   17   18

7.10 Cолнечные генераторы электроэнергии на основе полупроводниковых структур Фотоэлемент является источником электропитания, который генерирует электрическое напряжение за счет поглощения света, испускаемого внешними источниками. В случае поглощения фотоэлементом видимого (солнечного) света его называют солнечной ячейкой. Принцип действия солнечной ячейки. Рассмотрим принцип действия кремниевой солнечной ячейки с p-n переходом. Структура ячейки представлена на рис. 7.20. При освещении фотоэлемента из-за поглощения квантов света в p-n переходе ив областях полупроводника, прилегающих кр переходу, происходит поглощение квантов света и генерация электронно- дырочных пар – новых, неравновесных носителей заряда. Диффузионное электрическое поле, существующее в р переходе, производит разделение зарядов электроны уходят в область, а дырки – в р- область. В результате накопления электронов в области и дырок в p- области между этими областями возникает дополнительная разность потенциалов, так называемая фото-ЭДС.
Основные физические процессы в солнечной ячейке. Энергетическая диаграмма р перехода представлена на рис. 7.21. При попадании света на фотоэлемент возможны следующие виды фотоактивного поглощения
1. Электрон переходит из валентной зоны на уровень ионизированного акцептора А, при этом в валентной зоне появляется дырка. Она суть основной носитель в области иона не может преодолеть потенциальный барьер. Поэтому дырка останется в области и не создает обратного тока. Электрон на акцепторном уровне не может перемещаться и также не дает вклада в фототок. Электроны переходят из валентной зоны в зону проводимости, возникают два носителя – дырка в валентной зоне и электрон в зоне проводимости. Дырка в валентной зоне области является основным носителем и не участвует в образовании обратного тока из-за потенциального барьера. Электрон в зоне проводимости области является неосновным носителем, для него не существует барьера, поэтому он двигается к p-n переходу и скатывается с него, создавая обратный ток.
3. Если электронно-дырочная пара возникла в
p-n переходе, тополе объемного заряда растаскивает их в разные стороны – дырки в область, электроны в область. Таким образом, второй и третий процессы приводят к накоплению дырок в области и, аналогично, электронов в области, что создает дополнительную разность потенциалов. Накопление неравновесных носителей заряда в соответствующих областях не может продолжаться бесконечно, так как разделенные электроны и дырки продолжают притягиваться друг к другу обратный ток. Они создают электрическое поле, которое понижает высоту потенциального барьера между n- и областями на величину возникающей фото-ЭДС. Это понижение барьера уменьшает величину разделяющего поля в p-n переходе и аналогично прямому включению p-n перехода.
ħ
ω р Рис. 7.21 Энергетическая диаграмма p-n перехода,
E
F
- уровень Ферми, E
D
– энергетический уровень донора, E
A
– энергетический уровень акцептора
Полоска контакта область
р-область Е
Положительный
Отрицательный
Светочувствительный Рис. 7.20 Устройство кремниевой солнечной ячейки с p-n переходом переход
n
Плотность тока через фотодиод. Вдали от p-n перехода электрическое поле очень слабое, поэтому основным механизмом движения носителей там является диффузия. Не все фотоэлектроны, возникающие при поглощении света, дойдут до p-n перехода, так как на этом пути возможна рекомбинация носителей заряда. Дойдут лишь те носители заряда, у которых время пути до перехода меньше времени жизни электрона в зоне проводимости (или расстояние до перехода больше длинны диффузионного пробега. Плотность тока через фотодиод складывается из тока электронов в р- области, дырок в области и электронно-дырочных пар, появившихся в p-n переходе где g – количество электронно-дырочных пар, родившихся в единицу времени с единицы площади p-n перехода. Основные характеристики фотоэлемента. Вольт-амперная характеристика. Основной характеристикой фотоэлемента является его вольт-амперная характеристика (ВАХ), при различных освещенностях или световых потоках (риса. При отсутствии освещения (J = 0) вольт-амперная характеристика имеет вид характерный для обычного р перехода. При увеличении освещенности
(J
1
и J
2
) появляется обратный ток неосновных носителей, и вся кривая смещается вниз. Точки пересечения вольт-амперной характеристики с осью напряжений соответствуют значениям фото-ЭДС (или напряжению холостого хода U
хх
) при разных освещенностях (для кремниевого фотоэлемента фото-ЭДС имеет порядок 0,5–0,55 В. Точки пересечения вольт-амперной характеристики с осью токов соответствуют значениям токов короткого замыкания I
кз
. У крема
I
кз1
I
кз2
U
хх1
U
хх2
P
max
б
J=0 Рис Общий вида) и рабочая область (б) вольт-амперной характеристики фотоэлемента
ниевых фотоэлементов плотность тока короткого замыкания при средней освещенности солнечным светом имеет порядок 20-25 мА/см
2
По вольт-амперной характеристике при различных освещенностях фотоэлемента можно выбрать оптимальный режим работы фотоэлемента, те. оптимальное сопротивление нагрузки, при котором в нагрузке будет выделяться наибольшая мощность. Оптимальному режиму работы фотоэлементов соответствует наибольшая площадь вписанного прямоугольника с вершиной на вольт- амперной характеристике при заданной освещенности (рис. 7.22 б. Для кремниевых фотоэлементов при оптимальной нагрузке напряжение нагрузки составляет 0,35-0,4 В, плотность тока 15-20 мА/см
2
Так как рабочей областью является область прямого смещения р перехода и обратного тока, то обычно вольт-амперная характеристика фотоэлемента переворачивают иона имеет вид, приведенный на рис. 7.23.
2. Световые характеристики фотоэлемента. Световые характеристики фотоэлемента- это зависимости фото-ЭДС и тока короткого замыкания фотоэлемента от освещенности фотоэлемента. а) При малой освещенности зависимость I
кз
J линейна, т.к. ток прямо пропорционален количеству родившихся электронно-дырочных пар
g
I
кз

, а количество появившихся электронно-дырочных пар, в свою очередь, прямо пропорционально количеству поглощенных квантов света
J
g


, где α – показатель поглощения, J – интенсивность света, η – внутренний квантовый выход. Для кремниевых фотодиодов η
100%. Квантовый выход можно определить по экспериментальной зависимости I
кз
(J). Пропорциональность I
кз
g обусловлена тем, что р-область конструктивно изготовлена так, чтобы ее толщина была значительно меньше диффузионной длины неосновных носителей заряда. Поэтому практически все неосновные носители, возникшие в р-области в результате световой генерации, доходят до р перехода и принимают участие в образовании фототока. Рис. 7.23 Вольт-амперная характеристика фотоэлемента при разных интенсивностях света J и линия оптимальной нагрузки
I
U Рис. 7.24 Ток короткого замыкания I
s и напряжение холостого хода о как функция интенсивности света J
I
s
, мА U
0
, В
J, Вт/м
2
I
s
U
0
Во всяком случае, потери неосновных носителей на рекомбинацию в р- области и на поверхности практически не зависят от освещенности, т.к. исходный полупроводник содержит малое количество неконтролируемых примесей, которые могли бы выполнять роль рекомбинационных ловушек и ловушек захвата. Отклонение световых характеристик от линейной зависимости связано с уменьшением высоты потенциального барьера при накоплении избыточного заряда электронов в области и дырок в р-области. б) По мере увеличения освещенности возрастает накопление зарядов, и дополнительная разность потенциалов все сильнее понижает потенциальный барьер. За счет этого увеличивается вклад прямого тока, и зависимость становится сублинейной. Рассмотрим основные характеристики солнечной батареи на примере батареи, состоящей из четырех ячеек, соединенных последовательно, и имеющую максимальное напряжение холостого хода не более 2 В. При слабых освещенностях зависимость напряжения холостого хода (U
хх
) от освещенности такая же, как у тока короткого замыкания. При возрастании освещенности потенциальный барьер понижается так сильно, что прямая составляющая тока уравновешивает обратный фототок вне зависимости от степени освещенности.
3. Эффективность преобразования. Коэффициент полезного действия КПД) представляет собой отношение максимальной мощности, которую можно получить от фотоэлемента, к полной мощности светового потока, падающего на рабочую поверхность фотоэлемента К основным процессам, приводящим к уменьшению КПД фотоэлемента, относят отражение от поверхности полупроводника, фотоэлектрически неактивное поглощение квантов света (поглощение без образования пар носителей электрон-дырка), рекомбинацию неравновесных носителей ещё до их разделения электрическим полем p-n перехода, а также потери мощности при прохождении тока через объемное сопротивление базы фотоэлемента. В результате этих процессов КПД кремниевых фотоэлементов при преобразовании солнечного света в электрическую энергию не превышает 12%.
4. Спектральная характеристика фотоэлемента. Спектральная характеристика фотоэлемента это зависимость тока короткого замыкания от длины волны падающего света. Для кремниевого фотоэлемента максимум спектральной характеристики почти соответствует максимуму спектрального распределения энергии солнечного света (рис. 7.25). Именно поэтому кремниевые фотоэлементы широ-
Рис. 7.25 Спектр Солнца (Т ≈ 5800 К, спектр света лампы (Т ≈ 2000 K) испек- тральная чувствительность кремниевой солнечной ячейки
ко используются для создания солнечных батарей. Спектр лампы и Солнца отличаются тем, что у Солнца больше коротковолнового излучения (с большей энергией, ау лампы больше длинноволновая составляющая. Таким образом, лампа сильнее нагревает фотоэлемент, поэтому ее свет дает меньший ток короткого замыкания и, соответственно, меньший КПД. Если энергия кванта света меньше ширины запрещенной зоны, то фотоэффекта не будет вовсе, поэтому существует минимальная энергия (или максимальная длина волны, при которой эффект ещё наблюдается. Для кремния Si ширина запрещенной зоны ΔE = 1,1 эВ, что соответствует длине волны λ
max
= 1,3 мкм и частоте ν = 2,5·10 14
Гц.
5. Зависимость I
к.з.
и U
хх
от температуры. С повышением температуры фотоэлемента происходит а) понижение потенциального барьера (уменьшатся ширина запрещенной зоны) и б) увеличивается количество основных носителей, имеющих большую энергию, те. происходит перераспределение носителей по уровням. Понижение барьера приводит к понижению напряжения холостого хода (а также тока короткого замыкания) – уменьшается площадь под ВАХ – уменьшается КПД фотоэлемента (рис. 7.26).
7.11 Полупроводниковый диод. Светоизлучающий диод Диод во внешнем электрическом поле. Слово диод, образовано от греческих корней «di» — два, и «odos» — путь. Полупроводниковый диод — это полупроводниковый прибор с одним р переходом и двумя выводами электродами. Полупроводниковые диоды используют свойство односторонней проводимости p-n перехода — контакта между полупроводниками с разным типом примесной проводимости. Принцип действия полупроводникового диода основывается на выпрямляющем свойстве p-n перехода. По назначению диоды бывают выпрямительные диоды - предназначенные для преобразования переменного тока в постоянный импульсные диоды - имеют малую длительность переходных процессов, предназначены для применения в импульсных режимах работы, ограничительные диоды - предназначенные для защиты радио и бытовой аппаратуры от повышения сетевого напряжения и другие.
Вольт-амперная характеристика диода – это зависимость силы тока от приложенного к диоду напряжения (рис. 7.27). Если созданное внешним источником электрическое поле в p-n переходе противоположно диффузионному полю, то ток через переход возрастает в соответствии с прямой ветвью Рис. 7.26 Вольт-амперная характеристика солнечной батареи a) с охлаждающим вентилятором, b) без охлаждающего вентилятора, c) при экранировке стеклянным колпаком, мА
100 50
c в
a
0 1 2 U, В
вольт-амперной характеристики (ВАХ) диода. Прямая ветвь вольт-амперной характеристики имеет вид экспоненты. Факторы, влияющие на прямой ток диода
1. При увеличении температуры а) уменьшается высота потенциального барьера и б) изменяется распределение носителей заряда по энергиям – электроны занимают все более высокие уровни в зоне проводимости. Из-за этих двух причин прямой ток через диод увеличивается с ростом температуры при неизменном приложенном напряжении.
2. У диода с большей шириной запрещенной зоны больше высота потенциального барьера, поэтому прямой ток через диод из материала с большей шириной запрещенной зоны будет меньше притом же напряжении.
3. С увеличением концентрации примесей в прилегающих к p-n переходу областях будет увеличиваться высота потенциального барьера, а значит, будет меньше прямой ток при неизменном напряжении. Если созданное внешним источником электрическое поле в переходе совпадает по направлению с диффузионным, то высота потенциального барьера для основных носителей увеличивается. В этом случае зависимость тока от напряжения соответствует обратной ветви вольт-амперной характеристики диода, а приложенное внешнее напряжение называется обратным. Величина потока неосновных носителей заряда не зависит от величины обратного напряжения U
обр
. Она определяется только скоростью их тепловой генерации в объеме полупроводника и скоростью их диффузии к p-n переходу (к области объемного заряда, пересекая который они и дают вклад в электрический ток, текущий через p-n переход. Однако достичь перехода могут не все неосновные носители, а только те, которые родились достаточно близко от него (на расстоянии диффузионной длины. Остальные неосновные носители не доходят до перехода и не дают вклада в ток. Обратный ток, начиная с малых значений обратного напряжения, не изменяется. Такой ток называется током насыщения. На рисунке 7.27 ток насыщения обозначен Факторы, влияющие на ток насыщения
1. С увеличением температуры ток насыщения увеличивается, т.к. экспоненциально увеличивается собственная концентрация носителей заряда.
2. В диодах на основе материалов с большей шириной запрещенной зоны плотность тока насыщения будет больше, так как собственная концентрация экспоненциально уменьшается.
3. С увеличением концентрации примесей плотность тока насыщения уменьшается (меньше время жизни из-за усиления рекомбинации с основными носителями. Пробой диодов. При достижении обратным напряжением некоторого критического для данного диода значения происходит резкое увеличение об-
Рис. 7.27 Вольт-амперная характеристика выпрямляющего диода
0 проб
I
0
U
ратного тока через диод. Это явление называется пробоем диода. В зависимости от физических явлений, приводящих к пробою, различают лавинный, туннельный и тепловой пробои. Лавинный пробой Под действием сильного электрического поля, при котором носители заряда приобретают энергии, достаточные для образования новых электронно-дырочных пар в результате ударной ионизации атомов полупроводника, возникают лавины носителей заряда. Пробивное напряжение определяется концентрацией примеси в слаболегированной области, т.к. она определяет ширину p-n перехода. С повышением температуры уменьшается длина свободного пробега носителей заряда, а значит, уменьшается и энергия, которую носитель заряда может приобрести на длине свободного пробега в электрическом поле. Следовательно, повышение температуры приводит к увеличению пробивного напряжения при лавинном пробое (рис. 7.28). При возникновении лавинного пробоя возникают шумы. Вначале этот процесс неустойчив он возникает, срывается, возникает снова. С увеличением тока процесс ударной ионизации становится устойчивыми шумы исчезают. Это характерная особенность лавинного пробоя. Туннельный пробой Если ширина потенциального барьера δ становится достаточно малой, то возможно туннелирование электронов сквозь запрещенную зону полупроводника без изменения их энергии. Внешне туннельный эффект проявляется как пробой диода, при этом пробивное напряжение обратно пропорционально концентрации примесей. При одной и той же ширине запрещенной зоны (для одного итого же материала) ширина потенциального барьера определяется напряженностью электрического поля, те. наклоном энергетических уровней и зон. Значение критической напряженности электрического поля составляет примерно 8·10 5
В/м для Si и 3·10 5
В/м для Ge. С повышением температуры ширина запрещенной зоны большинства полупроводников убывает. Следовательно, при этом уменьшается и толщина барьера при той же напряженности поля, что приводит к увеличению вероятности туннелирования сквозь потенциальный барьер, поэтому пробивное напряжение при туннельном пробое уменьшается с увеличением температуры. Так как при туннельном пробое необходима малая толщина p-n перехода, он наблюдается в диодах, изготовленных из полупроводников с большой концентрацией примесей. Тепловой пробой Тепловой пробой в диодах происходит с образованием так называемого шнура или канала высокой проводимости, температура в котором превышает среднюю температуру остальной части p-n перехода. Образование шнура обычно вызвано дефектами в p-n переходе. Если плотность обратного тока в каком-нибудь месте p-n перехода оказалась больше плотности тока в остальной части перехода, то температура этого места будет еще выше из-за выделяющегося тепла Джоуля-Ленца. Локальное увеличение тем-
Рис. 7.28 Вольт-амперная характеристика при лавинном пробое
U
обр проб
I
обр
пературы приводит к дальнейшему росту плотности тока, что вызывает локальное повышение температуры и т.д. Тепловой пробой может возникнуть и при малых обратных токах и напряжениях. Светоизлучающий диод (LED – Light-emitting diode) – это полупроводниковый прибор, преобразующий электрическую энергию, в энергию оптического излучения. Излучение вызвано рекомбинацией (возвращением электронов из зоны проводимости в валентную зону) носителей заряда при прохождении тока в прямом направлении через выпрямляющий электрический переход. Область структуры светодиода, в которой происходит рекомбинация электронов и дырок называется активной. В основе светоизлучающего диода лежит многослойная гетероструктура. Гетероструктура представляет собой последовательность полупроводниковых слоев отличающихся химическим составом и шириной запрещенной зоны. Гетеропереходом называют переходный слой с существующим в нём диффузионным электрическим полем между двумя различными по химическому составу полупроводниками. Для формирования качественного гетероперехода необходимо совпадение типа, ориентации и периода кристаллических решёток контактирующих полупроводников. При образовании гетероперехода, из-за различия работ выхода электронов из разных полупроводников, происходит перераспределение носителей заряда в приконтактной области и выравнивание уровней Ферми. В результате установления термодинамического равновесия, остальные энергетические уровни изгибаются – возникают диффузионное электрическое поле икон- тактная разность потенциалов. Энергетические зоны различных полупроводников отличаются по ширине, поэтому на границе раздела двух полупроводников получается разрыв дна зоны проводимости и валентной зоны, что приводит к наличию разной высоты потенциального барьера для электронов и дырок. В связи с этим, прямой ток через гетеропереход связан в основном сдвижением носителей заряда только одного знака. Излучаемый свет лежит в узком диапазоне спектра электромагнитных волн. Длина волны излучения светодиода зависит от химического состава использованного в активной области полупроводника. Красные и желтые светодиоды изготавливаются из твердых растворов соединений элементов AlGaAs и AlGaInP, а зеленые и синие из более широкозонного материала InGaN. Для того чтобы кванты энергии (фотоны, Рис. 7.29 Зависимость длины волны желтого светодиода от температуры активной области Длина волны, нм
594 592 590 588 586
-40 10 60 t,
0
C
освободившиеся при рекомбинации, соответствовали квантам видимого света, ширина запрещенной зоны исходного полупроводника должна быть достаточно большой (Е > 1,7 эВ, при меньшей ширине запрещенной зоны исходного полупроводника кванты энергии, освобождающиеся при рекомбинации носителей заряда, соответствуют инфракрасной области излучения. Энергия фотона, образовавшегося при рекомбинации, определяется


h
Е
Так как частота связана с длиной волны сто энергию можно выразить


с
h
Е
. (7.61) Максимум в спектре излучения светодиода max

соответствует наиболее вероятному переходу – с нижнего энергетического уровня свободной зоны на верхний уровень валентной зоны. Тогда с, (7.62) где Е - ширина запрещенной зоны полупроводника. Активная область ограничена слоями полупроводника с большей шириной запрещенной зоны, которые обеспечивают локализацию носителей вуз- козонной области, что приводит к увеличению вероятности рекомбинации носителей заряда. Отношение излученных фотонов к числу рекомбинировавших пар носителей называется внутренним квантовым выходом Если бы рекомбинация неравновесных электронов и дырок, в активной области происходила только с излучением фотонов, то внутренний квантовый выход был бы равен 100%. Однако значительная часть актов рекомбинации не заканчивается выделением энергии в виде фотонов. Такие переходы электронов между энергетическими уровнями называют безызлучательными. Соотношение между излучательными и безызлучательными переходами зависит отряда причин, в частности от структуры энергетических зон полупроводника, наличия примесей, которые могут увеличить или уменьшить вероятность излучательных пере- ходов.
Увеличение длины волны с повышением температуры активной области светодиода вызвано уменьшением ширины запрещенной зоны полупроводника, при этом, из-за увеличения влияния колебаний кристаллической решетки уменьшается внутренний квантовый выход. Яркость светодиода с увеличением температуры падает рис. Падение яркости с повышением температуры неодинаково у светодиодов разных цветов У материалов с меньшей шириной запрещенной зоны температурная зависимость длины волны и яркости сильнее. Она больше у красных и желтых, и меньше у зеленых, синих и белых Поэтому для надежной и стабильной работы светодиодов важен хороший теплоотвод
Даже при высоком внутреннем квантовом выходе (в GaAs и внутренний квантовый выход излучательной рекомбинации равен 100%) внешний квантовый выход значительно меньше. Образовавшиеся фотоны могут поглотиться полупроводником до выхода в окружающее пространство. Существенными являются потери при полном внутреннем отражении фотонов, падающих на границу раздела полупроводника и окружающей атмосферы под углом, превышающим критический угол полного внутреннего отражения








1 в, (7.63) где
2
n
- абсолютный показатель преломления среды, окружающей полупроводник- абсолютный показатель преломления полупроводника. Для многих полупроводников
0 в, поэтому если полупроводник имеет плоскую форму, то только незначительная часть фотонов (около 1,5%) покинет полупроводник. Наиболее простым решением является формирование на поверхности кристалла сферического покрытия из пластического материала с высоким показателем преломления для увеличения критического угла полного внутреннего отражения.
1   ...   10   11   12   13   14   15   16   17   18

7.12 Гамма излучение ядер
Гамма-излучением называются электромагнитное излучение, испускае- моеядрами атомов при переходах ядер из возбужденного состояние в основное (или в менее возбужденное, а также в процессе ядерных превращений. Различают жесткое излучение, испускаемое ядрами при переходе из возбужденного состояния в основное, и мягкое излучение, которое испускается при перестройке электронных оболочек атома в результате так называемого электронного захвата (К-захвата). Фотоны жесткого

- излучения имеют энергию от сотен тысяч электрон-вольт до нескольких мегаэлектрон-вольт. В каждом акте перехода ядро излучает один

- квант В связи с дискретностью энергетических уровней ядра излучение имеет линейчатый спектр. Частоты

- квантов связаны с разностью энергий условием частот Бора. Поясним происхождение мягкого- излучения. Процесс превращения одного из внутриядерных протонов в нейтрон происходит либо с возникновением позитрона, либо без возникновения позитрона с захватом ядром одного из ближайших к нему атомных электронов. Так кaк ближайшими к ядру являются электроны К-слоя, то последний вид излучения называют К-
захватом. После К-захвата электронная оболочка атома оказывается в возбу-
Рис. 7.30 Зависимость яркости желтого светодиода от температуры активной области
0,1 1
10
-40 10 яркость, от не д.
температура, о
С
жденном состоянии. Возврат в нормальное состояние осуществляется в результате перехода одного из электронов внешних слоев на вакантное место в
К-слое, вследствие чего возникает характеристическое излучение К-серии. Возможно излучение

- квантов и твердыми телами, что подтверждается эффектом э. Этот эффект заключается в упругом испускании или поглощении

- квантоватомными ядрами, связанными в твердом теле. В
1958 году Мессбауэр предложил метод резкого уменьшения энергии отдачи ядру Т
Я
при испускании и при поглощении

- лучей. Явление резонансного излучения (поглощения)

- излучения без отдачи называется эффектом Мес-
сбауэра. Резонансным поглощением

- излучения ядрами называется поглощение ядром

- фотонов такой частоты

, что энергия h

фотона равна разности энергий одного из возбуждённых и основного энергетических состояний ядра. Такая же частота будет у линии

- фотона, излученного при переходе ядра из возбуждённого состояния ядра в нормальное. Идеей метода является использование излучающих и поглощающих ядер в связанном виде, те. в составе кристаллических решеток. Известно, что при достаточно низких температурах становятся возможными ядерные переходы без изменения энергетического состояния кристалла, тес передачей энергии упругим образом всему кристаллу в целом. Так как масса кристалла много больше массы ядра, то согласно закону сохранения импульса, потери на отдачу становятся чрезвычайно малыми. Поэтому процессы испускания и поглощения могут происходить практически без отдачи. Энергетическим состояниям атомных ядер приписывают вполне определенную энергию. Это не совсем правильно. Так, например, ядро изотопа иридия находится в возбужденном состоянии с энергией Е = 129 КэВ, из которого оно может перейти в основное состояние за счет испускания

- кванта с периодом полураспада, равным


10
-10 с. Тогда согласно соотношению неопределенности энергия возбужденного состояния будет известна с точностью до
6 19 10 34 10 6
,
6 10 6
,
1 10 28
,
6 10 62
,
6 2
















h
Е
эВ. Чем меньше время жизни возбужденного состояния ядра, участвующего в

- переходе, тем больше неопределенность в значении энергии возбужденного состояния. Последняя приводит к тому, что

- излучение, испускаемое при переходе ядра из возбужденного состояния в основное, будет немоно- хроматическим, те. будет содержать не одну частоту излучения, а спектр. Эту не монохроматичность принято называть естественной шириной (Г) линии испускания- лучей. В рассматриваемом примере эта величина равна ГэВ. Это очень малая величина по сравнению с энергией

- перехода Е = 129 КэВ. Относительная ширина линий Мессбауэра, равная в нашем примере 5



Е
Г
, позволяет использовать этот эффект для измерения малых сдвигов энергии (частоты)

- квантов, вызванных теми или иными воздействиями на излучающее или поглощающее ядро. В ядерной спектроскопии эффект Мёссбауэра используется для точных измерений энергетических уровней атомных ядер. Одним из впечатляющих применений метода стал эксперимент Паунда и
Ребки, которые в 1960 г. измерили в лабораторных условиях гравитационное смещение гамма-квантов, предсказываемое общей теории относительности. При движении фотона в гравитационном поле его энергия изменяется на
∆W = −W(
2 1
2
/
) c



= -h∆

(
2 1
2
/
) c



, где
1

и
2

- потенциалы гравитационного поля в точках 1 и 2. Знак минус указывает на то, что увеличение энергии фотона в гравитационном поле происходит в результате уменьшения его энергии W = hv:
2
/ Относительное изменение частоты при прохождении фотоном гравитационной разности потенциалов
:


2
/
/
c
v
v





, здесь
0



, так что потенциал поля тяготения Солнца увеличивается по мере удаления от него. На поверхности Земли он больше, чем на поверхности Солнца. Следовательно,
0
/


v
v
и все частоты линий Солнца изв зд, регистрируемые на Земле, сдвинуты к красному участку спектра. Этот эффект называется гравитационным красным смещением. Метод ядерного гамма-резонанса используется в физическом материаловедении, химии, минералогии и биологии (например, при анализе свойств Fe- содержащих групп в белках. Эффект поглощения излучения усиливают пут м обогащения образцам ссбауэровскими изотопами, повышая, например, содержание
57
Fe в пище подопытных животных. В минералогии эффект Мёссбаура применяется главным образом для определения структурного положения ионов Fe и определения степени окисления железа. На основе эффекта Мёссбауэра разработаны современные анализаторы для экологического мониторинга промышленных печей, позволяющие контролировать выброс тяжёлых металлов при сжигании топлива.
7.13 Механизм поглощения

- лучей. Позитрон Поглощение

- лучей в среде в основном обусловлено тремя процессами фотоэффектом, комптоновским рассеянием и явлением образования элек- тронно-позитронных пар. Когда энергия

- фотонов достигает примерно 0,1 МэВ, поглощение лучей в веществе происходит вследствие фотоэффекта - здесь электрон выбрасывается из глубинных слоев атома Кили, после чего происходит заполнение вакантного места с испусканием характеристического излучения. В поглощении

- лучей с энергиями фотона порядка 0,5-2,0 МэВ существенную роль играет эффект Комптона. При исследовании установлено, что

- фотоны с энергией в несколько мегаэлектрон-вольт мoгут поглощаться ядрами, переводя их в возбужденное состояние, причем обратный переход в основное состояние может сопровождаться выбросом внутриядерной частицы - нейтрона или протона. В 1934 г.
Чадвик установил, что при облучении тяжелого водорода

- лучами тория поглощение фотона (с энергией h

= 2,2 МэВ) переводит ядро дейтрона в неустойчивое возбужденное состояние, которое завершается распадом на протон и нейтрон. Для фоторасщепления более тяжелых ядер требуются

-фoтоны с энергией порядка 10 - 15 МэВ. Поглощение

- фотонов с энергией порядка
100 МэВ приводит к освобождению из ядер нескольких частиц. Поглощение- лучей при прохождении их через вещество можно описать экспоненциальным законом
x
e
I
I



0
, где

- коэффициент поглощения x - толщина слоя вещество. Вместо линейного коэффициента поглощения

берут массовые коэффициенты

/

, где

– плотность вещества, а также коэффициенты, рассчитанные на 1 атом и на 1 электрон
N
A
a





, которые могут быть истолкованы как эффективные сечения для того или иного процесса. Позитрон. Под действием жестких

- лучей, имеющих энергию кванта больше 1 МэВ, происходит рождение электронно-позитронных пар. Позитроны были открыты в 1932 году Андерсеном при исследовании им космических лучей. Впоследствии существование позитронов было подтверждено опытами, несвязанными с исследованием космических лучей. В 1933 г. Чэд- вик, Блеккет и Оккиалини обнаружили, что позитроны вылетают из свинцовой пластинки, облучаемой

- лучами. При исследовании было установлено, что масса позитрона равна массе электрона, заряд позитрона вен заряду электрона по величине, но противоположен по знаку. Равны также их механические и (численно) магнитные спиновые моменты поз
= I
эл
, поз
=

эл
. Тот факт, что позитрон наблюдается только в исключительных условиях, объясняется весьма малой продолжительностью его жизни (порядка 10
-6
св атмосферном воздухе. За этот промежуток времени позитрон встречается с электроном вещества, и если энергия каждого из них не меньше 0,5 МэВ, они превращаются в два- кванта.

7.14 Нейтроны и их прохождение через вещество Искусственное превращение ядер, вызванное бомбардировкой частиц, привело к открытию нового вида элементарной частицы - нейтрона. В 1930 году Боте и Беккер обратили внимание на то, что при бомбардировке

- частицами бериллия (
Ве
9 4
) возникает излучение весьма большой проникающей способности, в несколько раз превышающей проникающую способность очень жестких

- лучей. Вначале это излучение назвали бериллиевыми лучами. В 1932 г. Чэдвик доказал, что бериллиевые лучи представляют собой поток частиц, лишенных заряда и имеющих масс, близкую к массе протона эти частицы были названы нейтронами. Ядерная реакция в этом случае протекает в такой форме
Ве
9 Не С С 6
+
n
1 На рис. 7.31 изображено устройство прибора для обнаружения нейтронов. Источником

- частиц служит диск Д покрытый полонием. Нейтроны, испускаемые бериллием под влиянием бомбардировки

- частицами, проходили через стенку камеры и проникали в ионизационную камеру, в которой они не вызывали ионизации, так как не имели своего заряда. Если перед окном камеры, поместить пластинку из парафина, то ионизация в камере возрастает, так как нейтроны, сталкиваясь с ядрами атомов водорода, содержащимися в парафине, передают им некоторое количество движения и сообщают скорость, достаточную для ионизации газа в ионизационной камере. Таким образом, ионизация в камере вызывается не нейтронами, а протонами, которые получили кинетическую энергию при упругих столкновениях с нейтронами. Опыт показывает, что при прохождении нейтронов через вещество возможно упругое рассеяние, неупругое рассеяние, захват. Упругим называется рассеяние без потери частицей (нейтроном) кинетической энергии. В некоторых веществах, для которых роль упругого рассеяния относительно высока, быстрый нейтрон теряет свою энергию в серии последовательных актов упругого соударения с ядрами вещества (замедление нейтронов. Процесс замедления продолжается до тех пор, пока кинетическая энергия нейтрона не сравняется с энергией теплового движения атомов замедляющего вещества. Такие нейтроны называются тепловыми. Дальнейшие столкновения тепловых нейтронов с атомами замедлителя не изменяют энергии нейтронов, а приводят к диффузии тепловых нейтронов в веществе до тех пор, пока они не поглотятся каким-либо ядром или не вылетят за пределы замедлителя. Упругое рассеяние используется при замедлении быстрых нейтронов в реакторах. Неупругим рассеянием нейтронов называется процесс, когда нейтрон, попадая в ядро, может перевести его в возбужденное состояние и снова выле-
Рис. 7.31
теть из ядра, но уже с меньшей энергией. При исследовании установлено, что для строго параллельного пучка число нейтронов

N , прошедших слой х убывает с увеличением толщины слоя по экспоненциальному закону


x
e
N
N


0
. (7.64) Здесь
0
N - число нейтронов, регистрируемых детектором в первичном пучке

- средняя длина свободного пути нейтрона в рассеивающем веществе. В настоящее время рассеяние и поглощение характеризуются не средней длиной, а эффективным сечением рассеяния

, связанным с

соотношением где

- число ядер, рассеивающих нейтроны в единице объема. Подставляя это соотношение в (получим




x
e
N
N
0 1
(7.65) Произведение

x имеет размерность ми представляет собой число ядер, приходящихся нам вещества. Обозначая

∙x = n, перепишем формулу) в таком виде



n
e
N
N
0 1
, (7.66) Константа

, имеющая размерность [

] = м, называется эффективным сечением рассеяния. Число ядер, прореагировавших за 1 с, характеризуют эффективным сечением ядра. Если центр налетающей частицы пройдет внутрь сечения

, то столкновение частицы будет эффективным для ядерной реакции. Площадь

нужно приписать ядру для того, чтобы можно было считать, что попадание частицы в диск этой площади вызовет ядерную реакцию. Вероятность р того, что налетающая частица вызовет превращение ядра, можно определить по формуле
x
p



, где х - толщина мишени. Эффективное сечение ядра легко вычислить из последней формулы по числу налетающих частиц, вызывающих в среднем одно ядерное превращение в достаточно тонкой мишени. Одному ядру приходится приписывать разные эффективные сечения при различных значениях энергии налетающей частицы. Для реакций, вызываемых поглощением нейтронов с тепловыми скоростями, эффективное сечение ядра нередко в сотни тысяч раз превышает геометрическое сечение. Так например, поперечное сечение ядра кадмия для захвата медленных нейтронов при резонансном значении энергии нейтрона равном 0,176 эВ достигает величины

= 7800

10
-28
м (это эффективное сечение враз превышает геометрическое сечение ядра атома кадмия, но при увеличении энергии нейтронов всего на 0,2 эВ эффективное сечение кадмия уменьшается почтив раз.

7.15 Термоядерные реакции Термоядерными называют реакции синтеза легких атомных ядер, протекающие при очень высоких температурах - от нескольких миллионов градусов до нескольких сотен миллионов градусов. Почему необходима такая высокая температура для протекания реакции слияния ядер атома Известно, что между ядерными частицами существуют и силы отталкивания и силы притяжения, причем силы отталкивания действуют и на далеких расстояниях между протонами, тогда как силы притяжения проявляются только при тесном сближении протонов и, превышая силы отталкивания, дают протонам возможность соединяться в ядро. Значит, для того чтобы протоны могли перепрыгнуть через барьер, которым "отгородилось" ядро, они должны иметь достаточно высокую энергию. Только в этом случае они смогут сблизиться на такие расстояния, при которых между ними уже действуют ядерные силы притяжения. Так, например, для слияния дейтронов необходимо их сближение до расстояния 3

10
-15
м.
На этом расстоянии потенциальная энергия взаимодействия дейтронов равна 0,5 МэВ. Температура, необходимая для протекания данной реакции, должна быть порядка T

2

10 9
К. Гораздо легче осуществима реакция слияния ядер дейтерия и трития. Расчеты показывают, что общее количество дейтерия в океанах составляет
5

10 13
т. Содержание трития в обычной воде совершенно ничтожно, но ученые нашли эффективный способ получать его искусственно из довольно распространенного элемента - лития. Температура, необходимая для протекания термоядерной реакции трития и дейтерия, должна быть порядка ста миллионов градусов. Искусственная термоядерная реакция была впервые осуществлена в Советском Союзе в виде взрыва мощной водородной бомбы. Реакция синтеза изотопов водорода протекает следующим образом Н 1
+ Н Не 2
+
1 0
n +17,6 МэВ. Высокая температура, необходимая для быстрого и эффективного протекания реакции, практически достигается взрывом атомной бомбы, содержащейся в водородной бомбе в качестве взрывателя. При образовании альфа- частицы и нейтрона из дейтерия и трития высвобождается энергия 17,6 МэВ. Энергия, выделяющаяся при взрыве одной водородной бомбы, эквивалентна энергии взрыва десятков миллионов обычных взрывчатых веществ. Значительно большая энергия освобождается при реакции синтеза легкого водорода с тритием с образованием ядра гелия и излучения Н Н Не 2
+

+ МэВ. Для выработки сверхтяжелого изотопа водорода
Н
3 1
, применяемого в водородной бомбе, используют ядерные реакторы, c помощью которых получают интенсивные потоки медленных нейтронов, необходимые для осуществления реакции
Li
6 3
+
1 0
n

Li
7 Не 2
+ Н 1
Полученный таким образом тритий радиоактивен ииспытывает

- превращение (Н Не 2
+
0 1
e

). Если полученный изотоп гелия облучать тепловыми нейтронами, то снова образуется тритий Не 2
+
1 Н 1
+
1 1
p Следует заметить, что производство изотопов водорода сопряжено с большими затратами средств. Haпpимер, расходы на строительство завод по производству трития в США на берегу реки Саванны превысили стоимость всех заводов и предприятий такой крупной корпорации, как "Дженерал мо- торс. Особый интерес представляет возможность получения для народного хозяйства энергии за счет управляемой термоядерной реакции. В последние годы большое число исследований направлено на изыскание способов, которые позволяли бы стабилизировать термоядерные реакции и управлять ими. Для осуществления управляемых термоядерных реакций необходимо решить следующие задачи во-первых, предстоит получить (конечно, не в условиях взрыва) температуру в 350 миллионов градусов - это минимальная температура, начиная с которой реакция синтеза изотопов водopoдa становится энергетически выгодной во-вторых, надо обеспечить теплоизоляцию гopячeй плазмы от стенок прибора. Это необходимо не только для уменьшения потерь тепла, но и потому, что даже самые огнеупорные материалы не останутся твердыми при температуре термоядерной реакции. Метод преодоления этой трудности заключается в изолировании горячей плазмы от стенок прибора с помощью магнитного поля. С целью разогрева плазмы до сверхвысокой температуры через нее пропускается электрическая искра от мощных электрических разрядов. Для решения этой задачи нет нужды строить сверхмощные электростанции, достаточно иметь аппараты, позволяющие получать высокие напряжения и одновременно сильные токи в течение малого времени. Такие приборы с мощными трансформаторами и конденсаторными батареями позволяют получить плазму стоком в миллионы ампер. Это настоящая искусственно созданная молния с тонким, ослепительно сверкающим шнуром (в плазме ток идет по одному каналу, а не "рыскает" в поисках легкого пути, как в молнии. Чтобы понять, почему разряд имеет форму шнура, следует обратиться копыту взаимодействия параллельных проводников стоками одинакового направления. В этом опыте проводники немедленно притягивались друг к другу. Тоже происходит ив плазме под действием поля разряда ее частицы начинают двигаться параллельно друг другу, и вызванные этим движением магнитные поля сближают частицы. Благодаря гигантским токам в разряде сближение плазменных частиц происходит почти молниеносно частицы плазмы за миллионные доли секунды собираются по оси разряда в центре цилиндра, образуя тоненькую нить — так называемый плазменный шнур. Магнитное поле вокруг канала, по которому течет ток, разо-
9
Плазма — это состояние вещества с высокой степенью ионизации, при котором необязательно, чтобы все электроны были свободными, а ядра — "оголенными. Степень "оголенности" ядер в атомах может быть самой различной.
гревающий плазму, имеет такое же строение, как магнитное поле обычного линейного тока (рис. 7.32). Заряженные частицы, из которых состоит плазма, двигаясь в сторону от канала разряда, отклоняются этим магнитным полем и вoзвpaщaютcя обратно. Таким образом, стенки прибора защищаются от соприкосновения с частицами раскаленной плазмы, а частицы оберегаются от потерь тепла. Получается, что плазма, разогретая электрическим разрядом, сама себя изолирует от стенок прибора. Но это длится только мгновение. Температура частиц, несущихся коси прибора, уже через несколько миллионных долей секунды повышается примерно до миллиона градусов. Колоссальное сжатие плазмы в шнуре при такой температуре вызывает в плазме ответные силы, разбрасывающие частицы плазмы и разрушающие самый шнур. Для устранения возникающих деформаций канала и для "укрощения" частиц плазмы создается внешнее продольное магнитное поле. Внешнее магнитное поле, введенное в плазму, позволяет повысить устойчивость плазменного шнура и тем самым удлинить его жизнь. Повышая напряжение, прилагаемое к электродами создавая сильное внешнее поле, удалось значительно повысить температуру плазмы в шнуре. Однако дальнейшее повышение температуры сказалось невозможным из-за наличия у камеры холодных электродов, которые служат для осуществления разряда, введения" тока в камеру и препятствуют нагреву плазмы. Стремясь к дальнейшей стабилизации и повышению температуры плазмы, устранили холодные электроды и свернули плазму в тор (баранку) (рис. 7.33). Позднее стали заключать плазму в камеру c металлическими стенками, отталкивающими ее частицы внутрь камеры здесь был использован принцип возбуждения вихревого магнитного поля в металлических стенках при перемещении плазменного шнура к стенке тора. Тороидальные камеры, позволяющие заключить плазму в магнитную ловушку, следует считать второй стадией работ по получению энергии при помощи термоядерной реакции. Вариантами таких установок являются советская камера "Альфа, американская установка "Стелларатор" и английская камера "3ета". В настоящее время в ряде стран ведутся интенсивные работы по управлению термоядерными реакциями. Выводы Седьмая глава содержит дополнительный материал практически ко всем главам учебника, который предназначен для студентов изучающих физику Рис. 7.33 Рис. 7.32
четыре семестра, а также самостоятельно интересующихся применением фундаментальных физических законов и явлений в современных научных исследованиях и промышленности. В этой главе показано, как опираясь на полученные знания в области квантовой механики и атомной физики методом парамагнитного резонанса можно исследовать строение вещества, предсказывая его реакционную способность, определяя количество неспаренных электронов в молекуле данного вещества. Продемонстрировано, как используя знания основ квантовой статистики можно проанализировать электрические свойства различных материалов, что может оказаться важным для высокотехнологичных промышленных производств. Объяснён механизм сверхпроводимости. Задача внедрения сверхпроводящих материалов в промышленность является крайне актуальной сточки зрения развития энергосберегающих технологий. Сделан акцент на практическое применение законов, изложенных в основном курсе физики. Так эффекты Зеебека и Пельтье рассмотрены сточки зрения их применения в датчиких температуры, термохолодильниках и других устройствах. Даны основные представления о работе солнечных генераторов, полупроводниковых диодов и приборов, в основе которых лежит гетеропереход. В этой главе, студенты знакомятся с основами термоядерного синтеза и перспективами термоядерной энергетики. Описанный здесь метод ядерного гамма-резонанса уже нашёл широкое применение в физическом материаловедении, химии, минералогии, биологии и экологии, при этом перспективы его применения далеко не исчерпаны. СВЯЗЬ ФУНДАМЕНТАЛЬНОГО ОБРАЗОВАНИЯ С СОВРЕМЕННЫМИ МЕТОДАМИ ИССЛЕДОВАНИЯ Любое качественное образование должно иметь прочную основу. В технической области ведущая роль в формировании фундаментальной основы знаний принадлежит физике. Физика объясняет объективные законы, существующие в природе. Физические законы устанавливаются на основе анализа гипотез и обобщения опытных фактов. Развитие техники способствует развитию фундаментальных основ физики, развитие физики приводит к новым техническим решениям. Фундаментальные физические законы, открытые в последние столетия, легли в основу новых направлений развития промышленности, таких как, ядерная энергетика, электроника, нанотехнологии. По мере развития физики, возникают новые методы исследований. На кафедре физики разработана методическая база к лабораторным работам, позволяющая студентам получить основные навыки работы с приборами ставшими традиционными и современными, научиться основам постановки, проведения, обработки результатов и анализа эксперимента. Лабораторная база служит также для более глубокого понимания фундаментальных законов, осознания возможности их применения на практике и освоения современных методов исследования. Представленные в лаборатории работы поддерживают практически все изучаемые в рамках, установленных для различных направлений программ разделы физики квантовая механика, элементы квантовой статистики, основы атомной физики, элементы физики твёрдого тела. Для более глубокого понимания физических процессов при подготовке к лабораторным работам в учебнике даны дополнительные темы, где более детально освещены вопросы, изучаемые в рамках лабораторных работ, что должно существенно облегчить самостоятельную работу студентов по теоретической подготовке к лабораторному эксперименту. Работы Исследование теплоемкости металлов, Исследование тепло и электропроводности металлов, Исследование электропроводности твёрдых материалов от температуры позволяют рассмотреть известные со школьного курса большинству студентов физические величины теплоёмкость и электропроводность не только сточки зрения классической теории, но и квантовой, понять границы применения классических представлений, приобрести навыки самостоятельной работы с современными приборами. Физика твёрдого тела стоит на переднем рубеже развития промышленности. Современную технику сложно представить без электроники, позволяющей облегчить работу с установками, приборами и машинами. Электронные приборы нас окружают ив повседневной жизни. В основе электроники лежат фундаментальные законы физики твёрдого тела, атомной и квантовой физики. Работы Исследование
1   ...   10   11   12   13   14   15   16   17   18

p-n перехода, Исследование температурных характеристик диодов, Гальваномагнитные явления в твёрдых телах, Исследование солнечных генераторов электроэнергии, Исследование светодиодов, Исследование термопары позволяют более глубоко понять суть физических процессов протекающих в полупроводниковых приборах, понять, что влияет на их работу, какие физические ограничения и возможности существуют для дальнейшего их совершенствования. Сточки зрения изучения строения вещества и освоения современных методов исследования особый интерес вызывает работа Анализ магнитных примесей методом ЭПР, которая позволяет самостоятельно, опираясь на полученные знания в области квантовой механики и атомной физики, в процессе проведения эксперимента определить не только какое количество неспаренных электронов есть в молекуле данного вещества, но и найти место в молекуле в котором такой электрон находится. ЗАКЛЮЧЕНИЕ Надеемся, что в результате изучения разделов физики, изложенных в данном учебнике, вами получены первоосновы знаний по квантовой механике, квантовой статистике, элементам физики твердого тела, атомной и ядерной физики. С единых позиций даны объяснения многим важным явлениям, наблюдаемым в макромире сверхпроводимости, принципам работы полупроводниковых приборов, ядерных реакторов, путей создания управляемой ядерной реакции и т.д. Дальнейшее развитие полученных знаний ждет вас при изучении спецдисциплин. В свою очередь, углубленное изучение квантовой физики приведет вас к пониманию теории великого объединения слабых и электромагнитных взаимодействий, больших достижений в теориях сильного и гравитационного взаимодействий. Ближайшие годы, несомненно, ознаменуются новыми достижениями на самом переднем крае физики - физики элементарных частиц. Объем учебника не претендует на исчерпывающее изложение предмета. Для углубленного изучения квантовой физики студенту рекомендуется литература, список которой приведен в конце
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ А Акцептор 94–95, 104, 190–191, 216, 239
Альфа-частица 35–36, 129, 141, 235 Аннигиляция 154 Античастица 154, 156, 159 Б Барионы 151,153
Бета-частица 150 Бозоны 54, 64, 68–69, 74, 77–78, 81, 154, 200 В Внутренняя энергия 42 Водородоподобные атомы 46 Волновая функция 7, 9–11, 13, 15, 18, 20, 23–24, 28, 30-34, 47–49, 54, 64, 156,
184 Время жизни частиц 33, 37, 93, 115 Время жизни ядра 146 Вырожденный газ 124, 138, 231–232 Г
Гамма-излучение 124, 138, 231–232 Главное квантовое число n 41, 49, 59, 61, 63–64 Д Дефект массы 111, 113, 141, 145 Диффузия 95 Доза излучения 138, 139, 190, 191 Донор 93, 95, 104 Дрейф 87, 88, 104, 191 Дырки 86, 87, 92-94, 189, 190, 211, 215-217 З Закон
− всемирного тяготения 155, 163
− Дюлонга и Пти 75, 78
− Дебая 76
− Мозли 45, 46
− радиоактивного распада 120, 121, 127, 142
− сохранения энергии 27,58, 62, 128, 157, 164 Зонная теория 82 Зона проводимости 102
− валентная 102, 189
− запрещенная 85 И Изотопы 110, 134, 141 Изобары 141 Ионизирующее излучение 136-138 К
Кватовая механика 5, 48, 214
− теория 9, 58, 156, 210
− статистика 65. 69
− электроника 4
− яма 21, 23–24, 34, 66, 102, 138, 174 Квант света (фотон) 5, 6, 33, 41, 43, 53, 59, 60-64, 73, 74, 77, 78 Квантовые числа 49, 53, 59, 153, 181

− состояния 70, 81, 178
− эффекты 69, 156, 161 Кварки 152-154 Контакт металл–полупроводник 99, 100 Концентрация носителей заряда (тока) 70, 73, 79, 89, 91, 93, 97, 198, 191 -
195 Коэффициент размножения нейтронов 135
− Пельтье 213
− поглощения излучения 144
− прозрачности барьера 28-31
− упаковки 112 Л Линейчатые спектры 3, 37 М Магнетон Бора 50, 57, 59, 109, 110, 180 Момент импульса электрона орбитальный 41, 49–51, 57 Момент магнитный атома 50, 52, 109, 179, 180 Н Нейтрино 109, 123, 124, 148, 151, 157, 158 Носители заряда 87, 97, 98, 189, 217, 224 Нуклон 108, 111–116, 123, 125, 128, 130, 147, 162 О Опыты
− Дэвиссона и Джермера 8
− Резерфорда 35–36
− Франка и Генца 45 Основное состояние 63, 231, 233 П Период полураспада 131, 142, 146
p-n переход 96, 98, 100, 215–217, 221-226, 249 Поглощение света 101 Подвижность 88, 92, 104, 107, 189, 193-195 Позитрон 109, 124, 148, 157, 159, 161, 164, 230, 233-235 Полупроводники 12, 71, 83–87, 89-96, 98-108, 189-192, 194, 211-215, 220-222
− примесные 89, 93
− собственные 89, 161 Постоянная Планка 5, 61, 195, 201, 207
− Ридберга 39, 59, 61, 79
− гравитационная 155, 164
− Больцмана 71, 75, 80, 86, 106, 208, 209
− распада 121, 123, 142 Потенциальный барьер 97, 98, 123, 173, 176, 216, 220, 225 Потенциальная яма 30, 168 Протон 31–32, 35, 57, 80, 106 – 115, 117, 120, 123–128, 141, 147–150, 152,
157–159, 165, 183, 230, 233–236, 238 Р Работа выхода 99, 205 Радиоактивность 125 Рекомбинация 91, 103, 189, 226, 228
− излучательная 86 С Сильное взаимодействие 115, 161, 162 Слабое взаимодействие 154, 157, 158 Соотношение неопределенностей 11, 30, 184 Спектр излучения 37-39, 60, 62, 228, 232
− поглощения 37-39, 64
Спин 54, 57, 59, 64, 66-68, 70, 73 Средняя длина свободного пробега 195, 236 Статистика Бозе–Эйнштейна 69
− Максвелла–Больцмана 68, 69, 81
− Ферми–Дирака 54, 65, 66, 69, 73, 78, 81, 178 Т Температура Дебая 75, 78, 80, 81 Температура Ферми 71 Термоядерные реакции 238 Тритий 239 У Уравнение Шредингера 16–20, 26, 30, 34, 46-49, 53, 64, 170, 172-174 Уровень Ферми 71, 78, 90, 95, 96, 105, 108, 190–192, 205, 209, 210
− вырожденный 19, 30
− основной 25 Ф Фазовая скорость 11 Фазовое пространство 65 Фононы 69, 74-78, 80, 82, 91, 193, 195, 200, 210 Фотоны 5, 6, 33, 41, 43, 53, 59, 60-64, 73, 74, 77, 78 Х Химический потенциал 68, 77, 81 Ц Цепная реакция 133, 135 Э Электронный газ 71, 87, 192
− вырожденный 78
− невырожденный 71, 78 Электропроводность 87, 88, 89, 92, 96, 107, 189, 194, 196 Элементарные частицы 109, 148 Энергетический уровень 24, 30, 78, 83, 91, 96, 179, 180, 183 Энергия связи 41, 113-115, 130, 150, 162 Энергия Ферми 70, 72, 73, 76, 78–80, 82, 92, 107, 192, 193 Эффект Джозефсона 201-203
− Зеемана 53, 64, 180
− Зеебека 98, 103, 207
− Меснера 108
− Мессбауэра 141, 230-233
− Пельтье 103-105
− туннельный 29, 123, 225 Эффективная масса 86, 87, 90, 101, 104, 105, 108, 184, 186, 187, 190, 207 Я Ядерная (планетарная) модель 34, 35, 37, 58 Ядерные реакции 127, 128, 235, 238 Ядерные силы 111, 114, 115, 238 Ядерный реактор 134-136, 146, 162, 236, 239 Ядро 37, 42, 47, 63, 111–114, 117, 118, 122–124, 126, 132, 141, 147, 150, 157,
158, 162, 165, 230–233, 236,238
БИБЛИОГРАФИЧЕСКИЙ СПИСОК
1. Алфёров Ж.Т., Физика и жизнь / Ж.И. Алфёров. – М.-СПб.: Наука, 2001.
2. Детлаф А.А., Курс физики. /Детлаф А.А, Яворский Б.М. М Высшая школа, 2009.
3. Климчицкая ГЛ. Элементы квантовой механики и атомной физики текст лекций ГЛ. Климчицкая, В.Я. Шабаев Ленинград. – СЗПИ, 1992.
4. Парфенова И.И. Квантовая механика, физика твёрдого тела и элементы атомной физики Парфенова И.И., Егоров СВ, Мустафаев АС. и др. Сборник задач для студентов технических специальностей, СПб.: СПГГИ (ТУ, 2010. 112 с.
5. Пасынков В.В., Сорокин В.С. Материалы электронной техники Учеб. для студ. вузов по спец. электронной техники. е изд. – СПб.: Издательство Лань, 2001 – 368 с.
6. Савельев ИВ. Курс физики. Т, М Лань, 2008.
7. Томаев В.В., Общая физика. Физика твердого тела. Зонная теория твердых тел. Контактные и магнитные явления в твердых телах. Метод. указания к лабораторным работам /
Томаев В.В., Стоянова Т.В., Левин КЛ. СПб.: 2012 8. Трофимова Т.И. Курс физики учеб. пособие / Т.И. Трофимова. - М Высш. шк, 2001 и др. г. изд.
9. Федорцов А.Б. Радиационная безопасность учеб. пособие /А.Б. Федорцов – СПб.:1996 10. Цаплев В.М.Курс физики. Элементы квантовой и атомной физики учеб. пособие /
В.М. Цаплев, И.Г. Орехова, Е.А. Лиходаева. – СПб.: Изд-во СЗТУ, 2006. – 141 с.
11. Чуркин Ю.В. Физика твердого тела учеб. пособие Ю.В. Чуркин, СВ. Субботин. –
СПб.: Изд-во СЗТУ, 2008.
12. Шерстюк АИ. Физика твердого тела письм. лекции АИ. Шерстюк. – СПб.: Изд-во
СЗТУ, 2003
СОДЕРЖАНИЕ ПРЕДИСЛОВИЕ ................................................................................................... 3 ВВЕДЕНИЕ ........................................................................................................... 3 1 КВАНТОВАЯ МЕХАНИКА .......................................................................... 4 1.1 Волны де Бройля. Волновые свойства микрочастиц ............................. 4 1.2 Принцип неопределенности Гейзенберга ............................................... 8 1.3 Основное уравнение квантовой механики - уравнение Шредингера ... 9 1.3.1 Свойства волновой функции ............................................................ 9 1.3.2 Принцип суперпозиции в квантовой механике. 10 1.3.3 Уравнение Шредингера. Квантование энергии ............................ 11 1.4 Простейшие кванто-механические задачи ............................................ 13 1.4.1 Электрон в потенциальной яме ...................................................... 13 1.4.2 Прохождение микрочастицы сквозь потенциальный барьер ...... 17 Вопросы для самоконтроля и проверки владения материалом ................. 20 Примеры решения задач ................................................................................ 21 Задачи для самостоятельного решения ........................................................ 22 Выводы ............................................................................................................ 23 2 АТОМНАЯ ФИЗИКА ................................................................................... 24 2.1 Ядерная модель строения атома ............................................................ 24 2.1.1 Методы исследования атомов ........................................................ 24 2.1.2 Опыты Резерфорда по рассеянию альфа-частиц и ядерная модель атома. 24 2.1.3 Спектры испускания и поглощения атомов .................................. 26 2.1.4 Теория Бора для водорода и водородоподобных атомов ............. 28 2.2 Атом как квантовомеханическая система ......................................... 32 2.2.1 Уравнение Шредингера для электрона в кулоновском поле ядра 2.2.2 Квантовые числа .............................................................................. 33 2.2 Вырожденные состояния ........................................................................ 36 2.3 Многоэлектронные атомы ...................................................................... 37 2.3.1 Неразличимость частиц в квантовой механике ............................ 37 2.3.2 Принцип Паули ................................................................................. 37 2.3.3 Взаимодействие электронов в атоме .............................................. 38 2.3.4 Связь квантовой теории с периодической системой .................... 39 Вопросы для самоконтроля и проверки владения материалом ................. 40 Примеры решения задач ................................................................................ 41 Задачи для самостоятельного решения ........................................................ 43 Выводы ............................................................................................................ 44 3 КВАНТОВАЯ СТАТИСТИКА ..................................................................... 45 3.1 Квантово-статистические распределения Бозе-Эйнштейна и Ферми-
Дирака ............................................................................................................. 45 3.2 Понятие об электронном, фононном и фотонном газе ........................ 47 Вопросы для самоконтроля и проверки владения материалом ................. 53 Примеры решения задач ................................................................................ 54
Задачи для самостоятельного решения ........................................................ 55 Выводы ............................................................................................................ 56 4 ФИЗИКА ТВЁРДОГО ТЕЛА ........................................................................ 57 4.1 Элементы зонной теории твёрдых тел .................................................. 57 4.2 Электропроводность полупроводников ................................................ 60 4.2.1 Движение электронов во внешнем электрическом поле .............. 60 4.2.2 Собственная проводимость полупроводников ............................. 61 4.2.3 Примесная проводимость полупроводников ................................ 63 4.3 Контактные явления в полупроводниках и металлах .......................... 65 4.3.1 Электронно-дырочный переход ..................................................... 65 4.3.2 Контактная разность потенциалов металла и полупроводника .. 68 4.3.3 Гетеропереход .................................................................................. 69 4.3.4 Эффекты Зеебека и Пельтье ........................................................... 71 Вопросы для самоконтроля и проверки владения материалом ................. 71 Примеры решения задач ................................................................................ 72 Задачи для самостоятельного решения ........................................................ 73 Выводы ............................................................................................................ 74 5 ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА ..................................................................................... 75 5.1 Строение ядра .......................................................................................... 75 5.1.1 Характеристики нуклонов и свойства ядра ................................... 75 5.1.2 Дефект массы. Энергия связи ядра ................................................ 77 5.1.3 Ядерные силы ................................................................................... 79 5.2 Явления естественной радиоактивности ............................................... 80 5.2.1 Основные характеристики радиоактивного излучения ................ 80 5.2.2 Закон радиоактивного распада ....................................................... 83 5.2.3 Методы регистрации заряженных частиц ..................................... 85 5.3 Ядерные реакции ..................................................................................... 86 5.3.1 Классификация ядерных реакций .................................................. 86 5.3.2 Общие закономерности ядерных реакций ..................................... 88 5.3.3 Деление ядер. Цепные ядерные реакции ....................................... 89 5.4 Основы радиационной безопасности .................................................... 93 Вопросы для самоконтроля и проверки владения материалом ................. 96 Примеры решения задач ................................................................................ 97 Задачи для самостоятельного решения ...................................................... 100 Выводы .......................................................................................................... 101 6 ФУНДАМЕНТАЛЬНЫЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ И ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ ........................................................................................................ 101 6.1 Элементарные частицы. 101 6.2 Классификация элементарных частиц ................................................ 103 6.3 Фундаментальные взаимодействия ..................................................... 106 6.3.1 Гравитационное взаимодействие ................................................. 106 6.3.2 Слабое взаимодействие ................................................................. 108 6.3.3 Электромагнитное взаимодействие ............................................. 110 6.3.4 Сильное взаимодействие ............................................................... 111 Вопросы для самоконтроля и проверки владения материалом ............... 112 Примеры решения задач .............................................................................. 112
Задачи для самостоятельного решения ...................................................... 113 Выводы .......................................................................................................... 114 7 ДОПОЛНИТЕЛЬНЫЕ ТЕМЫ .................................................................... 114 7.1 Метод возмущений в квантовой механике ......................................... 114 7.2 Трёхмерная задача в потенциальном ящике ....................................... 115 7.3 Гармонический осциллятор. 116 7.4 Прохождение частицы сквозь потенциальный барьер конечной ширины. 119 7.5 Анализ магнитных примесей Методом ЭПР ...................................... 121 7.6 Движение электрона в поле кристаллической решетки. Понятие об эффективной массе электрона .................................................................... 126 7.7 Pависимость электропроводности твёрдых материалов от температуры .................................................................................................. 129 7.8 Явление сверхпроводимости ................................................................ 134 7.9 Определение удельной термо-ЭДС и коэффициента Пельтье .......... 140 7.10 Cолнечные генераторы электроэнергии на основе полупроводниковых структур ..................................................................... 147 7.11 Полупроводниковый диод. Светоизлучающий диод ....................... 152 7.12 Гамма излучение ядер ......................................................................... 157 7.13 Механизм поглощения

- лучей. Позитрон ..................................... 159 7.14 Нейтроны и их прохождение через вещество .................................. 161 7.15 Термоядерные реакции ....................................................................... 163 Выводы .......................................................................................................... 165 СВЯЗЬ ФУНДАМЕНТАЛЬНОГО ОБРАЗОВАНИЯ С СОВРЕМЕННЫМИ МЕТОДАМИ ИССЛЕДОВАНИЯ ................................................................... 166 ЗАКЛЮЧЕНИЕ ................................................................................................ 167 ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ ........................................................................ 169 БИБЛИОГРАФИЧЕСКИЙ СПИСОК ............................................................. 172 СОДЕРЖАНИЕ ................................................................................................ 173
1   ...   10   11   12   13   14   15   16   17   18

Смотрите также файлы