„Fotoeffektus vizsgálata” változatai közötti eltérés

A Fizipedia wikiből
a
2. sor: 2. sor:
  
 
''A mérés célja:''
 
''A mérés célja:''
−
*Igazolni, hogy a fotoelektronok kinetikus energiája, illetőleg a vele arányos lezáró feszültség független a fény intenzitásától,
+
*Megismerkedni a fényelektromos jelenségekkel, a fénykibocsátó diódákkal és egyéb félvezető átmenetekkel,
−
*a <math>\frac{h}{e}</math> arány meghatározása méréssel.
+
*megismerkedni a diffrakció jelenségével,
 +
*igazolni, hogy a fotoelektronok kinetikus energiája, illetőleg a vele arányos lezáró feszültség független a fény intenzitásától,
 +
*az $e/k$ és a $h/e$ arány meghatározása méréssel.
  
 
''Ennek érdekében:''
 
''Ennek érdekében:''
−
*Megmérjük egy vákuumfotodióda lezárási feszültséget
+
*Megmérjük egy tranzisztor p-n átmenetének karakterisztikáját
−
**különböző intenzitású fénynél
+
*Meghatározzuk különböző színű fénykibocsátó diódák hullámhosszát egy mobiltelefon és egy CD darab segítségével
−
**különböző hullámhosszú fénynél
+
*Megmérjük a fénykibocsájtó diódák áram-feszültség karakterisztikáját
−
 
+
*Megmérjük egy vákuumfotodióda lezárási feszültségét különböző intenzitású fénynél és különböző hullámhosszú fénynél
  
 
__TOC__
 
__TOC__
  
 
==Elméleti összefoglaló==
 
==Elméleti összefoglaló==
−
 
+
===A fotoeffektus===
 
A ''külső fényelektromos hatás'' alapjelensége: ha egy fémlemezre fény esik, a lemezből elektronok lépnek ki. E jelenség vizsgálata néhány olyan eredményre vezetett, melyeket a fény folytonos hullámelméletével nem lehet megmagyarázni. Ezek a következők:
 
A ''külső fényelektromos hatás'' alapjelensége: ha egy fémlemezre fény esik, a lemezből elektronok lépnek ki. E jelenség vizsgálata néhány olyan eredményre vezetett, melyeket a fény folytonos hullámelméletével nem lehet megmagyarázni. Ezek a következők:
−
* Az elektronok csak akkor lépnek ki, ha a fény frekvenciája nagyobb egy, az illető fémre jellemző határfrekvenciánál. A klasszikus szemlélet szerint azonban a <math> W = konst\cdot\Phi</math> feltételnek megfelelő sugárzási intenzitás minden frekvencián biztosítható.
+
* Az elektronok csak akkor lépnek ki, ha a fény frekvenciája nagyobb egy, az illető fémre jellemző határfrekvenciánál. A klasszikus szemlélet szerint azonban a $W = konst\cdot\Phi$ feltételnek megfelelő sugárzási intenzitás minden frekvencián biztosítható.
−
* Megfelelő fényfrekvencia esetén az elektronok kilépése akármilyen gyenge fény hatására azonnal (10<sup>-9</sup> s-on belül) bekövetkezik. (A kísérletek során használt fémeknél a kilépési munka 10<sup>-19</sup> J nagyságrendű, az elektron által „lefedett” terület, ahonnan energiát gyűjthet ~ 10<sup>-19</sup>m<sup>2</sup> , egy átlagos megvilágítást feltételezve, ami  <math>~10 ^{-5} \frac{W}{m^2}</math>, a <math>\Delta E=\Phi \cdot A \Delta t</math> alapján 10<sup>5</sup> s , ~ 28 óra lenne a folyamathoz szükséges idő.)
+
* Megfelelő fényfrekvencia esetén az elektronok kilépése akármilyen gyenge fény hatására azonnal (10<sup>-9</sup> s-on belül) bekövetkezik. (A kísérletek során használt fémeknél a kilépési munka 10<sup>-19</sup> J nagyságrendű, az elektron által „lefedett” terület, ahonnan energiát gyűjthet ~ $10^{-19}m^{2}$ , egy átlagos megvilágítást feltételezve, ami  $~10 ^{-5} \frac{W}{m^2}$, a $\Delta E=\Phi \cdot A \Delta t$ alapján $10^{5}$ s , ~ 28 óra lenne a folyamathoz szükséges idő.)
 
* A kilépő elektronok száma arányos a megvilágítás erősségével, de energia eloszlásuk független attól. A maximális mozgási energia a fény frekvenciájának lineáris függvénye, a klasszikus számítások szerint ez nem lineáris.
 
* A kilépő elektronok száma arányos a megvilágítás erősségével, de energia eloszlásuk független attól. A maximális mozgási energia a fény frekvenciájának lineáris függvénye, a klasszikus számítások szerint ez nem lineáris.
  
−
E kvalitatív tapasztalatok kvantitatív magyarázatát Albert Einstein adta meg azzal, hogy Planck kvantumhipotézisét a fényjelenségekre is kiterjesztette. Feltételezte, hogy a Planck-féle <math>h \cdot f</math> energiacsomag nem csak a sugárzó oszcillátor diszkrét energiaváltozásait adja meg, hanem a sugárzási térben is <math>h \cdot f</math> adagokban van jelen az energia. A fényenergia diszkrét energiaadagokban terjed. Ezek a ''fotonok''.
+
E kvalitatív tapasztalatok kvantitatív magyarázatát Albert Einstein adta meg azzal, hogy Planck kvantumhipotézisét a fényjelenségekre is kiterjesztette. Feltételezte, hogy a Planck-féle $h \cdot f$ energiacsomag nem csak a sugárzó oszcillátor diszkrét energiaváltozásait adja meg, hanem a sugárzási térben is $h \cdot f$ adagokban van jelen az energia. A fényenergia diszkrét energiaadagokban terjed. Ezek a ''fotonok''.
 
Tehát egy foton energiája:
 
Tehát egy foton energiája:
  
37. sor: 39. sor:
 
<span id="fig:1">[[Fájl:fotoeffektus_fotocella_1_ábra.png|bélyegkép|250px|jobb|1.ábra]]
 
<span id="fig:1">[[Fájl:fotoeffektus_fotocella_1_ábra.png|bélyegkép|250px|jobb|1.ábra]]
  
−
A fényelektromos jelenség legelterjedtebb gyakorlati alkalmazása a ''fotocella'' vagy ''fotodióda'', amelyet mi is alkalmazunk mérésünkben.
+
A fényelektromos jelenség egyik legelterjedtebb gyakorlati alkalmazása a ''fotocella'', ami egy légritkított üvegcső, mely egyik oldalán a belső felületére felvitt fémréteg képezi a katódot, a vele szemben elhelyezett dróthurok pedig az anód ([[#fig:1|1.ábra]]). Mint a ([[#eq:3|3]]) egyenletből látható, a határfrekvencia esetétől eltekintve a kilépő elektronok kinetikus energiával is rendelkeznek, ami feszültségmentes tér esetén elegendő ahhoz, hogy az anódig repüljenek, ezért 0 anódfeszültség esetén is mérhető bizonyos – igen kicsi – áram.
−
A fotocella egy légritkított üvegcső, melynek egyik oldalán a belső felületére felvitt fémréteg képezi a katódot, a vele szemben elhelyezett dróthurok pedig az anód ([[#fig:1|1.ábra]]). Mint a ([[#eq:3|3]]) egyenletből látható, a határfrekvencia esetétől eltekintve a kilépő elektronok kinetikus energiával is rendelkeznek, ami feszültségmentes tér esetén elegendő ahhoz, hogy az anódig repüljenek, ezért 0 anódfeszültség esetén is mérhető bizonyos – igen kicsi – áram.
+
  
 
Ahhoz, hogy a fotocella tetszőleges megvilágítás ellenére teljesen árammentes legyen, akkora ellenteret kell az anód és a katód között létesíteni, mely a legnagyobb energiájú elektronokat is meggátolja az anód elérésében. Az árammentesség feltétele tehát:
 
Ahhoz, hogy a fotocella tetszőleges megvilágítás ellenére teljesen árammentes legyen, akkora ellenteret kell az anód és a katód között létesíteni, mely a legnagyobb energiájú elektronokat is meggátolja az anód elérésében. Az árammentesség feltétele tehát:
44. sor: 45. sor:
 
{{eq| e U_{0} {{=}} \frac{1}{2} m v^2_{max} |eq:4|(4)}}
 
{{eq| e U_{0} {{=}} \frac{1}{2} m v^2_{max} |eq:4|(4)}}
  
−
ahol $e$ az elektron töltése,$U_0$ pedig a lezáró feszültség. Mérőberendezésünkben (a továbbiakban: mérőegység) a fotoelektródok és a hozzájuk kapcsolódó elektronikus erősítő jól meghatározott kapacitást jelentenek. A fotoáram hatására ez a kapacitás elektromosan feltöltődik mindaddig, amíg potenciálja el nem éri az $U_0$ lezáró feszültséget. A mérőegység kimenetére kapcsolt feszültségmérővel ezt az $U_0$ feszültséget közvetlenül tudjuk mérni. A ([[#eq:3|3]]) és ([[#eq:4|4]]) egyenletekből $U_0$-ra a következő kifejezést kapjuk:
+
ahol $e$ az elektron töltése, $U_0$ pedig a lezáró feszültség. A fotocella anódja és a katódja tekinthető egy kapacitásnak, mely a fotoáram hatására elektromosan feltöltődik (ha a kimenetei "lebegnek", azaz nem zárjuk rövidre egy véges ellenállással) mindaddig, amíg potenciálja el nem éri az $U_0$ lezáró feszültséget. Erre az $U_0$ feszültségre a ([[#eq:3|3]]) és ([[#eq:4|4]]) egyenletekb a következő kifejezést kapjuk:
  
 
{{eq| U_{0} {{=}}  \frac{h}{e} f - \frac{W}{e} |eq:5|(5)}}
 
{{eq| U_{0} {{=}}  \frac{h}{e} f - \frac{W}{e} |eq:5|(5)}}
  
−
Az $U_0(f)$ függvény egy egyenes egyenlete. Az egyenes meredeksége a <math>\frac{h}{e}</math> állandó.
+
A fotocellát különböző, jól meghatározott frekvenciájú fénnyel megvilágítva a $f$ - $U_{0}$ grafikonon egy egyenest kapunk, melynek meredeksége a Planck-állandó ($h$) és az elektron töltésének ($e$) hányadosa.
  
 +
<!--Az $U_0(f)$ függvény egy egyenes egyenlete. Az egyenes meredeksége a <math>\frac{h}{e}</math> állandó. A mérőegység kimenetére kapcsolt feszültségmérővel ezt az $U_0$ feszültséget közvetlenül tudjuk mérni.-->
 +
 +
===Fénykibocsátó dióda (LED)===
 +
 +
A fotoeffektus tulajdonságaiból adódik, hogy a fenti méréshez olyan fényt kell juttatni a fotocellára, mely monokromatikus. Ez a fénykibocsátó diódákra, azaz a LED-ekre jó közelítéssel teljesül. A LED-ek, ahogy a nevük is mutatja olyan félvezető p-n átmenetek (dióák), melyek fotonokat képesek kibocsájtani, tehát egy, a fotoeffektussal ellentétes folyamat megy bennük végre, amiben a p-n átmeneten áthaladó, majd rekombinálódó elektronok energiát adnak le egy foton kibocsátása formájában.
 +
 +
====Félvezető p-n átmenet tulajdonságai - e/k állandó meghatározása====
 +
 +
Félvezetőkben az elektromos áramot ''elektronok'' és ''lyukak'' (elektronhiányok) mozgása eredményezi. Bizonyos adalék anyagok (foszfor, arzén) hatására a félvezetőkben az elektronok annyira túlsúlyba kerülnek a lyukakhoz képest, hogy gyakorlatilag csak elektronvezetés alakul ki: az ilyen félvezetőt ''n típusú''nak nevezik. Más adalékok (bór, gallium, alumínium) viszont a félvezetőben lyukvezetést hoznak létre: az ilyen félvezetők a ''p típusú'' félvezetők.
 +
 +
Ha egy ''p'' típusú és egy ''n'' típusú félvezetőt érintkezésbe hozunk (ez az ún. ''p–n átmenet''), akkor az érintkezési helyen kontaktpotenciál jön létre, mert energetikai okok miatt az ''n'' típusú részből elektronok mennek át a ''p'' típusú részbe (így az negatív többlettöltésre tesz szert), a ''p'' típusú részből viszont lyukak mennek át az ''n'' típusú részbe (így abban pozitív többlettöltés jön létre). A kontaktus létrejöttének pillanatában tehát egy, a ''p'' rétegből az ''n'' rétegbe irányuló kezdeti áram folyik. Az áram hatására a potenciálkülönbség nő, ami egyre jobban akadályozza a további töltésátmenetet, ezért egy bizonyos feszültség elérése után a ''p→n'' irányú áram megszűnik, és kialakul egy állandósult kontaktpotenciál. Ezzel egyidejűleg a kontaktus két oldalán létrejön egy olyan tartomány, amelyben nincsenek mozgásképes töltéshordozók. A töltéshordozók áthaladását (a ''p→n'' irányú áramot) ezen a kiürített tartományon át a létrejött $U_D$  magasságú potenciálgát akadályozza, ezért külső feszültség nélkül a töltéshordozók csak a termikus mozgás segítségével, véletlenszerűen jutnak át.
 +
 +
Eléggé általánosan igaz, hogy a termikusan aktivált folyamat gyakorisága az <math>e^{- \frac{E}{k T} }</math> faktorral arányos, ahol $E$ a továbbhaladáshoz szükséges energia, $k$ a Boltzmann-állandó, $T$ pedig az abszolút hőmérséklet. Ennek megfelelően annak gyakorisága, hogy egy lyuk ''p→n'' irányban vagy egy elektron ''n→p'' irányban az $U_D$ magasságú potenciálgáton átugrik, az $e^{- \frac{e U_D}{k T} }$ faktorral arányos ($e$ az elektron töltésének nagysága). Ez egyben azt is jelenti, hogy a termikus aktiváció segítségével a potenciálgáton át egy ''p→n'' irányú, ún. injektált áram folyik:
 +
{{eq| I_I {{=}} C e^{-\frac{e U_D}{kT} } |eq:1| (1) }}
 +
A kiürített tartományon át ugyanakkor létrjön egy ellenkező irányú áram is, ami annak következménye, hogy a termikus mozgás (termikus aktiváció) révén, ha kis számban is, de mindig keletkeznek töltéshordozók, így – többek között – a kiürített réteg ''n'' oldalán lyukak, ''p'' oldalán pedig elektronok jelennek meg. Mivel a kontaktpotenciál ezeknek a mozgását a kontaktuson át éppen elősegíti, ily módon egy ''n→p'' irányú, ún. ''telítési (szaturációs) áram'', <math>I_s</math> jön létre. Ez az áram nem függ a kontaktuson kialakult feszültségtől, csak a termikusan keltett töltéshordozók mennyiségétől. Külső feszültség nélküli (egyensúlyi) állapotban a két áram egymást kiegyenlíti, vagyis ekkor $I_I {{=}} I_s$.
 +
 +
Ha a ''p–n'' átmenetre $U$ külső feszültséget kapcsolunk, akkor ez módosítja a potenciálgát magasságát, ezért megváltoztatja az injektált áramot, amely most
 +
{{eq| I_I {{=}} C e^{-\frac{e\left( U_D - U \right)}{kT} } |eq:2| (2)}}
 +
Itt $C$ állandó, az $U$ feszültség pedig negatív, ha a feszültség a kontaktpotenciállal egyirányú, és pozitív, ha azzal ellentétes. Mivel $U {{=}} 0$ esetén $I_I{{=}}I_s{{=}}Ce^{-\frac{eU_D}{kT} }$,
 +
{{eq| C{{=}}I_se^{\frac{eU_D}{kT} }, |eq:3| (3) }}
 +
amivel az injektált áramra azt kapjuk, hogy
 +
{{eq| I_I{{=}}I_se^{\frac{eU}{kT} }. |eq:4| (4) }}
 +
A kontaktuson átfolyó $I$ eredő áram a feszültségfüggő $I_I$ injektált áram és a feszültségtől független $I_S$ telítési áram különbsége:
 +
{{eq| I{{=}}I_s\left(e^{\frac{eU}{kt} }-1 \right). |eq:5| (5) }}
 +
Ez az összefüggés azt az ismert tapasztalatot tükrözi, hogy egy ilyen kontaktus különböző irányban előfeszítve különböző nagyságú áramot bocsát át, más szóval ''egyenirányít''. Az ilyen egyenirányító ''p–n'' átmenetet ''félvezető diódá''nak nevezik.
 +
 +
Ha megvizsgáljuk az ([[#eq:5|5]]) egyenlettel leírható áram-feszültség összefüggést (ún. áram–feszültség karakterisztikát), látható, hogy az exponensben megjelenik az elektron töltésének ($e$) és a Boltzmann-állandónak ($k$) a hányadosa.
 +
<!--A mérés könnyebben megvalósítható, ha nem közvetlenül dióda-karakterisztikát vizsgálunk, hanem az [[#fig:1|1.ábrán]] látható elrendezésben egy tranzisztor kollektor-áramának ($I$) a bázis–emitter feszültségtől ($U$) való függését vizsgáljuk, amely ugyancsak az ([[#eq:5|5]]) egyenlettel írható le (a tranzisztor – mint az ábrán is látható – lényegében két egymáshoz kapcsolt félvezető dióda).
 +
 +
<span id="fig:1">[[Fájl:Tranzisztor kapcsolása.bmp|közép|bélyegkép|300px|1.ábra: a dióda karakterisztikájának a meghatározásához használt áramkör]]</span>-->
 +
 +
Így a [[#eq:5|(5)]] alakú karakterisztikából az $e/k$ hányados elvileg meghatározható, de az összefüggés egyszerűsítésével a feladat is egyszerűsíthető. Mivel méréseinket szobahőmérséklethez közeli hőmérsékleteken végezzük, érvényes, hogy <math>e^{\frac{eU}{kT} }</math>, így az egyenletben az exponenciális tag mellett az „1” elhanyagolható, mivel a félvezetők jellemző tiltott sávszélessége $100meV$ nagyságrendű. Ezért jó közelítéssel érvényes, hogy
 +
{{eq| I{{=}}I_se^{\frac{eU}{kt} }. |eq:6| (6) }}
 +
Ha az egyenlet mindkét oldalának a természetes alapú logaritmusát vesszük, akkor az $I–U$ összefüggés linearizálható, hiszen
 +
{{eq|ln I {{=}}ln I_s+\frac{e}{kT}U. |eq:7| (7)}}
 +
Ez azt jelenti, hogy ha a hőmérsékletet állandó értéken tartva megmérjük az áram-feszültség karakterisztikát, majd az áramértékek természetes logaritmusát ábrázoljuk a feszültség függvényében, akkor a pontok egy egyenest adnak. Jelölje a mérési pontokhoz illesztett egyenes meredekségét $M_U$.
 +
{{eq| M_U{{=}}\frac{e}{kT} |eq:8| (8)}}
 +
összefüggés, amiből az $e/k$ hányadosra azt kapjuk, hogy
 +
{{eq| \frac{e}{k} {{=}}M_UT |eq:9| (9)}}.
 +
 +
Ezzel a hőmérséklet ismeretében meghatározható az $e/k$ arány.
 +
 +
====Planck-állandó és elektron töltés arányának meghatározása LED-ekkel====
 +
 +
Ahogy már említettük, a LED-ek gyakorlatilag p-n átmenetek, melyek kontaktpotenciálja az $1-3V$-os tartományba esik. Ha a LED-re „nyitóirányban” feszültséget kapcsolunk, az a kialakult kontaktpotenciált csökkenti és egy diódára jellemző értéknél (ún. nyitófeszültség) kiegyenlíti, ekkor az elektronok/lyukak áramlása jelentősen megnő, ezáltal a diódán áram folyik. Ennek következtében a p-n átmenet határára folyamatosan töltéshordozók érkeznek és ott rekombinálódnak, mely során a félvezető tiltott sávnak megfelelő enegriát adnak le fotonok formájában, így a LED fényt bocsát ki. Ezzel gyakorlatilag a fotoeffektus ellentétes folyamata játszódik le és mivel a LED nyitófeszültsége jó közelítéssel (idealizált esetben) arányos a tiltott sáv szélességével, különböző színű LED-ek nyitófeszültségének és a kibocsájtott fényük frekvenciájának vizsgálatával szintén meghatározható a $h/e$ arány.
 +
<!--
 +
Tekintsünk vissza a [[#eq:7|7]]. képletre, melyben szerepel az $I_s$ telítési áram logaritmusa, ami a [[#eq:3|3]]. képlet alapján arányos az $U_D$ kontaktpotenciállal, azaz:
 +
{{eq| ln I_s{{=}} -\frac{e}{kT} U_{D} + ln C|eq:10|(10)}}.
 +
Ezt az összefüggést helyettesítsük vissza a [[#eq:7|7]]. képletbe:
 +
{{eq|ln I {{=}}\frac{e}{kT}U -\frac{e}{kT} U_{D} + ln C, |eq:11| (11)}}
 +
aminek eredményeként egy $U$ - $ln I$ grafikonon egyenest adó kifejezést kapunk, és az illesztett egyenes meredeksége ($A$) megadja az $e/kT$ arányt, míg a tengelymetszet ($B$) az $-eU_{D}/kT+ln C$ étékét, ebből az $U_D$ feszülétség kifejezhető az alábbi formulával:
 +
{{eq|U_{D} {{=}}- \frac{B}{A} - \frac{kT}{e} ln C, |eq:12| (12)}}.
 +
Ezt átrendezve és a $-B/A=U_{s}$ jelölést bevezetve a [[#eq:5|5]]. egyenlethez hasonló összefüggést kapunk:
 +
{{eq|U_{s} {{=}} \frac{h}{e} f + \frac{kT}{e} ln C, |eq:13| (13)}}.-->
 +
 +
===Hullámhossz meghatározása diffrakció segítségével===
 +
 +
A tapasztalat szerint egy akadály mellett elhaladó fénysugár az akadályoknál részben elhajlik, behatol az árnyéktérbe is. Ez a diffrakció (fényelhajlás) jelensége. A jelenséget a "Huygens-Fresnel-elv" segítségével lehet meg-magyarázni: a Huygens-Fresnel-elv alapján a hullámfelület minden pontja elemi hullámforrásnak tekintendő, és ezeknek az egymással koherens elemi gömbhullámoknak az interferenciája szabja meg a tér egy pontjában a fényhatást.
 +
 +
{{fig2|Opt_2_kep_3.JPG|fig:2|2. ábra}}
 +
 +
Egyszerű példaképp vizsgáljuk meg az optikai rés esetét. A rés egy átlátszatlan felületen kialakított keskeny, a fény hullámhosszával összemérhető szélességű, hosszú nyílás. Világítsuk meg a rést egy koherens, párhuzamos fénynyalábbal (legegyszerűbben egy lézer fényével). A fény a résen áthaladva elhajlik. A réstől távol elhelyezett ernyőn a résből kiinduló elemi hullámok interferenciája alakítja ki a diffrakciós képet. A diffrakciós képet – az intenzitást a hely függvényében - egy fotodióda mozgatásával könnyen meg lehet mérni ([[#fig:2|2. ábra]]).
 +
 +
A '''''k''''' hullámszámvektor irányában a relatív intenzitást a Fourier-integrál segítségével lehet kiszámítani. Az intenzitás arányos az integrál abszolút értékének négyzetével:
 +
 +
$$ I(\pmb{k}) = \left \lvert \int_{-\infty}^{\infty} e^{\pmb{kx}i}f(\pmb{x})d\pmb{x} \right \rvert^2. $$
 +
 +
A kifejezésben
 +
 +
$$|\pmb{k}| = k = \frac{2\pi}{\lambda},$$
 +
 +
$$\pmb{kx} = kx \sin \theta \approx kx\theta  \;  (\theta\ll1), $$
 +
 +
$$ f(x) = \begin{cases} \frac{1}{d} \; \mathrm{ha} \; x \in \left[-\frac{d}{2};\frac{d}{2}\right] \\ 0\; \mathrm{ha} \; x \notin \left[-\frac{d}{2};\frac{d}{2}\right]. \end{cases} $$
 +
 +
Felhasználva, hogy
 +
 +
$$ y = D \mathrm{tg} \theta \approx D\theta \; (\theta<<1), $$
 +
 +
és elvégezve az integrálást
 +
 +
$$ I(y) = \left( \frac{\lambda D}{\pi yd} \right)^2\sin^2\left( \frac{\pi yd}{\lambda D} \right).$$
 +
 +
{{fig|Opt_2_kep_4.JPG|fig:3|3. ábra}}
 +
 +
A diffrakciós kép az [[#fig:3|3. ábrán]] látható. A vízszintes tengely $\frac{yd}{\lambda D}$ egységekben van skálázva. Az intenzitás az $y_z=\pm\frac{\lambda D}{d}$ helyen válik először zérussá. Az két zérushely közti távolság ($2y_z$) és a $D$ távolság mérésével a $\lambda$ hullámhossz ismeretében a $d$ résszélesség, $d$ ismeretében pedig a $\lambda$ hullámhossz meghatározható.
 +
 +
Bonyolultabb optikai struktúrák (például egy optikai rács) esetén a diffrakciós kép hasonlóan kiszámítható, csak $f(x)$ kifejezését kell ennek megfelelően módosítani. A részletes számítást elvégezve megállapítható, hogy egy optikai rács esetén a maximumok távolsága szintén arányos a hullámhosszal, illetve a geometriai paraméterekkel. Így egy ismert hullámhosszú fényforrás diffrakciós képe alapján egy fixált geometriájú elrendezés kalibrálható és segítségével meghatározható ismeretlen fényforrások hullámhossza.
 +
 +
<!--Meglepő módon a rés „inverzének”, egy vékony akadálynak (pl. hajszál) a diffrakciós képe ugyanilyen, így ezzel a módszerrel vékony drótok, hajszálak, stb. átmérője is mérhető.
 +
Bonyolultabb optikai struktúrák (például két vagy több párhuzamos rés) esetén a diffrakciós kép hasonlóan kiszámítható, csak $f(x)$ kifejezését kell ennek megfelelően módosítani.-->
 +
 +
<!--A diffrakciós kép alapján következtetni lehet az optikai struktúrára. Ha az intenzitás kifejezésében ismernénk az abszolútértékjelen belüli kifejezést, akkor inverz Fourier-transzformációval meg lehetne határozni a diffrakciós képet létrehozó struktúrát. A mérés alapján azonban csak az intenzitást (az abszolút érték négyzetét) ismerjük, így nem teljesen egyértelmű a számítás.
 +
 +
A másik lehetőség az, hogy a diffrakciós kép alapján megsejtjük (vagy más információk alapján tudjuk), hogy körülbelül milyen optikai struktúra hozta létre a diffrakciós képet (például néhány egyforma, párhuzamos rés); majd paraméteresen kiszámítjuk a feltételezett struktúra diffrakciós képét, végül a paramétereket addig változtatjuk, amíg a számított és a mért diffrakciós kép a legjobban egyezik egymással.-->
 +
<!--
 
==Méréshez használt eszközök ([[#fig:2|2.ábra]])==
 
==Méréshez használt eszközök ([[#fig:2|2.ábra]])==
  
59. sor: 156. sor:
 
*Optikai rács és lencse együttese, a továbbiakban együtt: ''rács-lencse''
 
*Optikai rács és lencse együttese, a továbbiakban együtt: ''rács-lencse''
 
*Stopperóra.
 
*Stopperóra.
−
 
+
-->
−
==A mérőberendezés==
+
<!--==A mérőberendezés==
  
 
A rács a higanygőzlámpa fényét monokromatikus spektrumvonalakra bontja. Mind az első, mind a második rendben jól megfigyelhetők az
 
A rács a higanygőzlámpa fényét monokromatikus spektrumvonalakra bontja. Mind az első, mind a második rendben jól megfigyelhetők az
99. sor: 196. sor:
 
*Kapcsolja be a higanygőzlámpát. Hagyja legalább 10 percig bemelegedni. Ezalatt ellenőrizze, hogy a fényforrás, a rács-lencse és a dióda egy magasságban legyenek. Kapcsolja be a mérő egységet, és az erre szolgáló (kék) csatlakozókon feszültségmérővel ellerőrizze a tápfeszültséget adó telepek feszültségét. (Legalább <math>\pm</math>6 V szükséges a helyes működéshez. A készülék azért elemes (akkumulátoros) táplálású, mert ez biztosítja a leginkább zajmentes tápellátást.
 
*Kapcsolja be a higanygőzlámpát. Hagyja legalább 10 percig bemelegedni. Ezalatt ellenőrizze, hogy a fényforrás, a rács-lencse és a dióda egy magasságban legyenek. Kapcsolja be a mérő egységet, és az erre szolgáló (kék) csatlakozókon feszültségmérővel ellerőrizze a tápfeszültséget adó telepek feszültségét. (Legalább <math>\pm</math>6 V szükséges a helyes működéshez. A készülék azért elemes (akkumulátoros) táplálású, mert ez biztosítja a leginkább zajmentes tápellátást.
 
*A bemelegedési idő után a lámpa egy kiválasztott vonalát a mérőegység forgatásával állítsa a fehér takaró lemezen lévő nyílásra. Forgassa el a mérőegységen lévő fényárnyékoló hengert, hogy láthatóvá váljék a doboz belsejében a fotodióda előtt lévő maszk és rajta az ablak. Erre az ablakra fókuszálja a spektrumvonalat a rács-lencse mozgatásával. Győződjön meg róla, hogy ''ugyanaz'' a spektrumvonal fókuszálódik a belső maszk nyílásán, mint amelyik a külső lemez nyílására esik! Ezt a mérőegység kis elforgatásával lehet szabályozni. Ezután fordítsa a helyére a fényárnyékoló hengert.
 
*A bemelegedési idő után a lámpa egy kiválasztott vonalát a mérőegység forgatásával állítsa a fehér takaró lemezen lévő nyílásra. Forgassa el a mérőegységen lévő fényárnyékoló hengert, hogy láthatóvá váljék a doboz belsejében a fotodióda előtt lévő maszk és rajta az ablak. Erre az ablakra fókuszálja a spektrumvonalat a rács-lencse mozgatásával. Győződjön meg róla, hogy ''ugyanaz'' a spektrumvonal fókuszálódik a belső maszk nyílásán, mint amelyik a külső lemez nyílására esik! Ezt a mérőegység kis elforgatásával lehet szabályozni. Ezután fordítsa a helyére a fényárnyékoló hengert.
−
*Minden mérés előtt nyomja be a mérőegységen levő piros ''nullázó gomb''ot! Ezzel kisüti az elektronikai rendszerben keletkezett feltöltődést; így biztosíthatjuk azt, hogy csak a kiválasztott spektrumvonal által keltett fotóáram következtében létrejött potenciált mérjük.
+
*Minden mérés előtt nyomja be a mérőegységen levő piros ''nullázó gomb''ot! Ezzel kisüti az elektronikai rendszerben keletkezett feltöltődést; így biztosíthatjuk azt, hogy csak a kiválasztott spektrumvonal által keltett fotóáram következtében létrejött potenciált mérjük.-->
  
 
==Mérési feladatok==
 
==Mérési feladatok==
−
 
+
Aktualizálás alatt!
−
# Helyezze a lépcsős intenzitásszűrőt a fehér takaró lemez nyílása elé! A szűrő mágnesesen rögzíthető. Amikor színszűrőt is használ, azt erősítse a maszkra, és a színszűrő elé helyezze a lépcsős szűrőt. Csatlakoztassa a feszültségmérőt a mérőegység kimenetére. (2V vagy 20 V-os méréshatárt használjon.) Az eredményt mV pontosan olvassa le. A sárga, zöld és kék színeknél mérje meg a lezáró feszültséget a lépcsős szűrő valamennyi fokozatában! A 20%-os fokozatnál a feszültség beállása már elég lassú, ekkor a következőképpen járjon el: előbb hagyja 1-2 percig állandósulni az értéket, majd nullázzon, és az imént elért értéknél 2mV-al kisebb feszültség eléréséig mérje a beállási időt. Jegyezze fel a feszültséget és az időt is és ismételje meg a mérést még négyszer. A sárga és a zöld színnél ne felejtse el használni a megfelelő színszűrőt! Az eredményeket táblázatban rögzítse. Mire lehet következtetni belőlük?
+
<!--
 +
# Helyezze a lépcsős intenzitásszűrőt a fehér takaró lemez nyílása elé! A szűrő mágnesesen rögzíthető. Amikor színszűrőt is használ, azt erősítse a maszkra, és a színszűrő elé helyezze a lépcsős szűrőt. Csatlakoztassa a feszültségmérőt a mérőegység kimenetére. (2V vagy 20 V-os méréshatárt használjon.) Az eredményt mV pontosan olvassa le.  A sárga, zöld és kék színeknél mérje meg a lezáró feszültséget a lépcsős szűrő valamennyi fokozatában! A 20%-os fokozatnál a feszültség beállása már elég lassú, ekkor a következőképpen járjon el: előbb hagyja 1-2 percig állandósulni az értéket, majd nullázzon, és az imént elért értéknél 2mV-al kisebb feszültség eléréséig mérje a beállási időt. Jegyezze fel a feszültséget és az időt is és ismételje meg a mérést még négyszer. A sárga és a zöld színnél ne felejtse el használni a megfelelő színszűrőt! Az eredményeket táblázatban rögzítse. Mire lehet következtetni belőlük?
 
# Mérje meg mind az öt hullámhossznál a beállási időt. A beállási időt az előző pontban leírt módszerrel állapítsa meg. A sárga és a zöld színnél ne felejtse el használni a megfelelő színszűrőt! A lépcsős szűrő használatával csak azokat a beállításokat mérje végig, amikor a beállási idő legalább négy másodperc.Végezze el a mérést a rács másodrendbeli vonalai közül a három legjobban látszóval is. Rögzítse táblázatban az eredményeit. Milyen különbség van az első- és másodrendben végzett mérések között? Miért?
 
# Mérje meg mind az öt hullámhossznál a beállási időt. A beállási időt az előző pontban leírt módszerrel állapítsa meg. A sárga és a zöld színnél ne felejtse el használni a megfelelő színszűrőt! A lépcsős szűrő használatával csak azokat a beállításokat mérje végig, amikor a beállási idő legalább négy másodperc.Végezze el a mérést a rács másodrendbeli vonalai közül a három legjobban látszóval is. Rögzítse táblázatban az eredményeit. Milyen különbség van az első- és másodrendben végzett mérések között? Miért?
−
# Ábrázolja grafikusan a 2. feladatban kimért $U_0(f)$ kapcsolatot! Határozza meg <math>\frac{h}{e}</math> értékét és a kilépési munkát!
+
# Ábrázolja grafikusan a 2. feladatban kimért $U_0(f)$ kapcsolatot! Határozza meg <math>\frac{h}{e}</math> értékét és a kilépési munkát!-->
  
−
==Irodalom==
+
<!--==Irodalom==
  
 
Budó Ágoston–Mátrai Tibor: Kísérleti fizika III.
 
Budó Ágoston–Mátrai Tibor: Kísérleti fizika III.
115. sor: 213. sor:
 
==PDF formátum==
 
==PDF formátum==
  
−
*[[Media:Fotoeffektus_2011_02_07.pdf|Fotoeffektus vizsgálata]] (pdf)
+
*[[Media:Fotoeffektus_2011_02_07.pdf|Fotoeffektus vizsgálata]] (pdf)-->
  
 
</wlatex>
 
</wlatex>

A lap 2022. október 6., 20:43-kori változata



A mérés célja:

  • Megismerkedni a fényelektromos jelenségekkel, a fénykibocsátó diódákkal és egyéb félvezető átmenetekkel,
  • megismerkedni a diffrakció jelenségével,
  • igazolni, hogy a fotoelektronok kinetikus energiája, illetőleg a vele arányos lezáró feszültség független a fény intenzitásától,
  • az \setbox0\hbox{$e/k$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% és a \setbox0\hbox{$h/e$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% arány meghatározása méréssel.

Ennek érdekében:

  • Megmérjük egy tranzisztor p-n átmenetének karakterisztikáját
  • Meghatározzuk különböző színű fénykibocsátó diódák hullámhosszát egy mobiltelefon és egy CD darab segítségével
  • Megmérjük a fénykibocsájtó diódák áram-feszültség karakterisztikáját
  • Megmérjük egy vákuumfotodióda lezárási feszültségét különböző intenzitású fénynél és különböző hullámhosszú fénynél

Tartalomjegyzék


Elméleti összefoglaló

A fotoeffektus

A külső fényelektromos hatás alapjelensége: ha egy fémlemezre fény esik, a lemezből elektronok lépnek ki. E jelenség vizsgálata néhány olyan eredményre vezetett, melyeket a fény folytonos hullámelméletével nem lehet megmagyarázni. Ezek a következők:

  • Az elektronok csak akkor lépnek ki, ha a fény frekvenciája nagyobb egy, az illető fémre jellemző határfrekvenciánál. A klasszikus szemlélet szerint azonban a \setbox0\hbox{$W = konst\cdot\Phi$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% feltételnek megfelelő sugárzási intenzitás minden frekvencián biztosítható.
  • Megfelelő fényfrekvencia esetén az elektronok kilépése akármilyen gyenge fény hatására azonnal (10-9 s-on belül) bekövetkezik. (A kísérletek során használt fémeknél a kilépési munka 10-19 J nagyságrendű, az elektron által „lefedett” terület, ahonnan energiát gyűjthet ~ \setbox0\hbox{$10^{-19}m^{2}$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% , egy átlagos megvilágítást feltételezve, ami \setbox0\hbox{$~10 ^{-5} \frac{W}{m^2}$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0%, a \setbox0\hbox{$\Delta E=\Phi \cdot A \Delta t$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% alapján \setbox0\hbox{$10^{5}$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% s , ~ 28 óra lenne a folyamathoz szükséges idő.)
  • A kilépő elektronok száma arányos a megvilágítás erősségével, de energia eloszlásuk független attól. A maximális mozgási energia a fény frekvenciájának lineáris függvénye, a klasszikus számítások szerint ez nem lineáris.

E kvalitatív tapasztalatok kvantitatív magyarázatát Albert Einstein adta meg azzal, hogy Planck kvantumhipotézisét a fényjelenségekre is kiterjesztette. Feltételezte, hogy a Planck-féle \setbox0\hbox{$h \cdot f$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% energiacsomag nem csak a sugárzó oszcillátor diszkrét energiaváltozásait adja meg, hanem a sugárzási térben is \setbox0\hbox{$h \cdot f$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% adagokban van jelen az energia. A fényenergia diszkrét energiaadagokban terjed. Ezek a fotonok. Tehát egy foton energiája:

 
\[E = h \cdot f \]
(1)

ahol \setbox0\hbox{$h$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% a Planck-féle állandó, \setbox0\hbox{$f$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% pedig a sugárzás– esetünkben a fény – frekvenciája. Az elektronok kilépése csak akkor indulhat meg, ha a beeső fotonok energiája legalább az elektronok kötési energiájával egyenlő. A kilépés feltétele tehát:

 
\[ h \cdot f \geq W = h \cdot f_{0} \]
(2)

ahol \setbox0\hbox{$W$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% az elektron kötési energiája, az úgynevezett kilépési munka, \setbox0\hbox{$f_0$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% pedig a fémre jellemző küszöbfrekvencia. Általános esetben:

 
\[ h \cdot f = W + \frac{1}{2} m v^2 \]
(3)

vagyis a foton energiatöbblete a kilépő elektron kinetikus energiájaként jelenik meg. Nagyobb fényintenzitás több fotont, tehát több kilépő elektront jelent. Ilyen módon magyarázatot nyert a külső fényelektromos jelenség valamennyi felsorolt sajátsága.

1.ábra

A fényelektromos jelenség egyik legelterjedtebb gyakorlati alkalmazása a fotocella, ami egy légritkított üvegcső, mely egyik oldalán a belső felületére felvitt fémréteg képezi a katódot, a vele szemben elhelyezett dróthurok pedig az anód (1.ábra). Mint a (3) egyenletből látható, a határfrekvencia esetétől eltekintve a kilépő elektronok kinetikus energiával is rendelkeznek, ami feszültségmentes tér esetén elegendő ahhoz, hogy az anódig repüljenek, ezért 0 anódfeszültség esetén is mérhető bizonyos – igen kicsi – áram.

Ahhoz, hogy a fotocella tetszőleges megvilágítás ellenére teljesen árammentes legyen, akkora ellenteret kell az anód és a katód között létesíteni, mely a legnagyobb energiájú elektronokat is meggátolja az anód elérésében. Az árammentesség feltétele tehát:

 
\[ e U_{0} = \frac{1}{2} m v^2_{max} \]
(4)

ahol \setbox0\hbox{$e$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% az elektron töltése, \setbox0\hbox{$U_0$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% pedig a lezáró feszültség. A fotocella anódja és a katódja tekinthető egy kapacitásnak, mely a fotoáram hatására elektromosan feltöltődik (ha a kimenetei "lebegnek", azaz nem zárjuk rövidre egy véges ellenállással) mindaddig, amíg potenciálja el nem éri az \setbox0\hbox{$U_0$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% lezáró feszültséget. Erre az \setbox0\hbox{$U_0$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% feszültségre a (3) és (4) egyenletekb a következő kifejezést kapjuk:

 
\[ U_{0} = \frac{h}{e} f - \frac{W}{e} \]
(5)

A fotocellát különböző, jól meghatározott frekvenciájú fénnyel megvilágítva a \setbox0\hbox{$f$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% - \setbox0\hbox{$U_{0}$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% grafikonon egy egyenest kapunk, melynek meredeksége a Planck-állandó (\setbox0\hbox{$h$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0%) és az elektron töltésének (\setbox0\hbox{$e$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0%) hányadosa.


Fénykibocsátó dióda (LED)

A fotoeffektus tulajdonságaiból adódik, hogy a fenti méréshez olyan fényt kell juttatni a fotocellára, mely monokromatikus. Ez a fénykibocsátó diódákra, azaz a LED-ekre jó közelítéssel teljesül. A LED-ek, ahogy a nevük is mutatja olyan félvezető p-n átmenetek (dióák), melyek fotonokat képesek kibocsájtani, tehát egy, a fotoeffektussal ellentétes folyamat megy bennük végre, amiben a p-n átmeneten áthaladó, majd rekombinálódó elektronok energiát adnak le egy foton kibocsátása formájában.

Félvezető p-n átmenet tulajdonságai - e/k állandó meghatározása

Félvezetőkben az elektromos áramot elektronok és lyukak (elektronhiányok) mozgása eredményezi. Bizonyos adalék anyagok (foszfor, arzén) hatására a félvezetőkben az elektronok annyira túlsúlyba kerülnek a lyukakhoz képest, hogy gyakorlatilag csak elektronvezetés alakul ki: az ilyen félvezetőt n típusúnak nevezik. Más adalékok (bór, gallium, alumínium) viszont a félvezetőben lyukvezetést hoznak létre: az ilyen félvezetők a p típusú félvezetők.

Ha egy p típusú és egy n típusú félvezetőt érintkezésbe hozunk (ez az ún. p–n átmenet), akkor az érintkezési helyen kontaktpotenciál jön létre, mert energetikai okok miatt az n típusú részből elektronok mennek át a p típusú részbe (így az negatív többlettöltésre tesz szert), a p típusú részből viszont lyukak mennek át az n típusú részbe (így abban pozitív többlettöltés jön létre). A kontaktus létrejöttének pillanatában tehát egy, a p rétegből az n rétegbe irányuló kezdeti áram folyik. Az áram hatására a potenciálkülönbség nő, ami egyre jobban akadályozza a további töltésátmenetet, ezért egy bizonyos feszültség elérése után a p→n irányú áram megszűnik, és kialakul egy állandósult kontaktpotenciál. Ezzel egyidejűleg a kontaktus két oldalán létrejön egy olyan tartomány, amelyben nincsenek mozgásképes töltéshordozók. A töltéshordozók áthaladását (a p→n irányú áramot) ezen a kiürített tartományon át a létrejött \setbox0\hbox{$U_D$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% magasságú potenciálgát akadályozza, ezért külső feszültség nélkül a töltéshordozók csak a termikus mozgás segítségével, véletlenszerűen jutnak át.

Eléggé általánosan igaz, hogy a termikusan aktivált folyamat gyakorisága az e^{- \frac{E}{k T} } faktorral arányos, ahol \setbox0\hbox{$E$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% a továbbhaladáshoz szükséges energia, \setbox0\hbox{$k$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% a Boltzmann-állandó, \setbox0\hbox{$T$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% pedig az abszolút hőmérséklet. Ennek megfelelően annak gyakorisága, hogy egy lyuk p→n irányban vagy egy elektron n→p irányban az \setbox0\hbox{$U_D$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% magasságú potenciálgáton átugrik, az \setbox0\hbox{$e^{- \frac{e U_D}{k T} }$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% faktorral arányos (\setbox0\hbox{$e$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% az elektron töltésének nagysága). Ez egyben azt is jelenti, hogy a termikus aktiváció segítségével a potenciálgáton át egy p→n irányú, ún. injektált áram folyik:

 
\[ I_I = C e^{-\frac{e U_D}{kT} } \]
(1)

A kiürített tartományon át ugyanakkor létrjön egy ellenkező irányú áram is, ami annak következménye, hogy a termikus mozgás (termikus aktiváció) révén, ha kis számban is, de mindig keletkeznek töltéshordozók, így – többek között – a kiürített réteg n oldalán lyukak, p oldalán pedig elektronok jelennek meg. Mivel a kontaktpotenciál ezeknek a mozgását a kontaktuson át éppen elősegíti, ily módon egy n→p irányú, ún. telítési (szaturációs) áram, I_s jön létre. Ez az áram nem függ a kontaktuson kialakult feszültségtől, csak a termikusan keltett töltéshordozók mennyiségétől. Külső feszültség nélküli (egyensúlyi) állapotban a két áram egymást kiegyenlíti, vagyis ekkor \setbox0\hbox{$I_I {{=}} I_s$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0%.

Ha a p–n átmenetre \setbox0\hbox{$U$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% külső feszültséget kapcsolunk, akkor ez módosítja a potenciálgát magasságát, ezért megváltoztatja az injektált áramot, amely most

 
\[ I_I = C e^{-\frac{e\left( U_D - U \right)}{kT} } \]
(2)

Itt \setbox0\hbox{$C$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% állandó, az \setbox0\hbox{$U$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% feszültség pedig negatív, ha a feszültség a kontaktpotenciállal egyirányú, és pozitív, ha azzal ellentétes. Mivel \setbox0\hbox{$U {{=}} 0$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% esetén \setbox0\hbox{$I_I{{=}}I_s{{=}}Ce^{-\frac{eU_D}{kT} }$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0%,

 
\[ C=I_se^{\frac{eU_D}{kT} }, \]
(3)

amivel az injektált áramra azt kapjuk, hogy

 
\[ I_I=I_se^{\frac{eU}{kT} }. \]
(4)

A kontaktuson átfolyó \setbox0\hbox{$I$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% eredő áram a feszültségfüggő \setbox0\hbox{$I_I$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% injektált áram és a feszültségtől független \setbox0\hbox{$I_S$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% telítési áram különbsége:

 
\[ I=I_s\left(e^{\frac{eU}{kt} }-1 \right). \]
(5)

Ez az összefüggés azt az ismert tapasztalatot tükrözi, hogy egy ilyen kontaktus különböző irányban előfeszítve különböző nagyságú áramot bocsát át, más szóval egyenirányít. Az ilyen egyenirányító p–n átmenetet félvezető diódának nevezik.

Ha megvizsgáljuk az (5) egyenlettel leírható áram-feszültség összefüggést (ún. áram–feszültség karakterisztikát), látható, hogy az exponensben megjelenik az elektron töltésének (\setbox0\hbox{$e$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0%) és a Boltzmann-állandónak (\setbox0\hbox{$k$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0%) a hányadosa.

Így a (5) alakú karakterisztikából az \setbox0\hbox{$e/k$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% hányados elvileg meghatározható, de az összefüggés egyszerűsítésével a feladat is egyszerűsíthető. Mivel méréseinket szobahőmérséklethez közeli hőmérsékleteken végezzük, érvényes, hogy e^{\frac{eU}{kT} }, így az egyenletben az exponenciális tag mellett az „1” elhanyagolható, mivel a félvezetők jellemző tiltott sávszélessége \setbox0\hbox{$100meV$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% nagyságrendű. Ezért jó közelítéssel érvényes, hogy

 
\[ I=I_se^{\frac{eU}{kt} }. \]
(6)

Ha az egyenlet mindkét oldalának a természetes alapú logaritmusát vesszük, akkor az \setbox0\hbox{$I–U$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% összefüggés linearizálható, hiszen

 
\[ln I =ln I_s+\frac{e}{kT}U. \]
(7)

Ez azt jelenti, hogy ha a hőmérsékletet állandó értéken tartva megmérjük az áram-feszültség karakterisztikát, majd az áramértékek természetes logaritmusát ábrázoljuk a feszültség függvényében, akkor a pontok egy egyenest adnak. Jelölje a mérési pontokhoz illesztett egyenes meredekségét \setbox0\hbox{$M_U$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0%.

 
\[ M_U=\frac{e}{kT} \]
(8)

összefüggés, amiből az \setbox0\hbox{$e/k$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% hányadosra azt kapjuk, hogy

 
\[ \frac{e}{k} =M_UT \]
(9)
.

Ezzel a hőmérséklet ismeretében meghatározható az \setbox0\hbox{$e/k$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% arány.

Planck-állandó és elektron töltés arányának meghatározása LED-ekkel

Ahogy már említettük, a LED-ek gyakorlatilag p-n átmenetek, melyek kontaktpotenciálja az \setbox0\hbox{$1-3V$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0%-os tartományba esik. Ha a LED-re „nyitóirányban” feszültséget kapcsolunk, az a kialakult kontaktpotenciált csökkenti és egy diódára jellemző értéknél (ún. nyitófeszültség) kiegyenlíti, ekkor az elektronok/lyukak áramlása jelentősen megnő, ezáltal a diódán áram folyik. Ennek következtében a p-n átmenet határára folyamatosan töltéshordozók érkeznek és ott rekombinálódnak, mely során a félvezető tiltott sávnak megfelelő enegriát adnak le fotonok formájában, így a LED fényt bocsát ki. Ezzel gyakorlatilag a fotoeffektus ellentétes folyamata játszódik le és mivel a LED nyitófeszültsége jó közelítéssel (idealizált esetben) arányos a tiltott sáv szélességével, különböző színű LED-ek nyitófeszültségének és a kibocsájtott fényük frekvenciájának vizsgálatával szintén meghatározható a \setbox0\hbox{$h/e$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% arány.

Hullámhossz meghatározása diffrakció segítségével

A tapasztalat szerint egy akadály mellett elhaladó fénysugár az akadályoknál részben elhajlik, behatol az árnyéktérbe is. Ez a diffrakció (fényelhajlás) jelensége. A jelenséget a "Huygens-Fresnel-elv" segítségével lehet meg-magyarázni: a Huygens-Fresnel-elv alapján a hullámfelület minden pontja elemi hullámforrásnak tekintendő, és ezeknek az egymással koherens elemi gömbhullámoknak az interferenciája szabja meg a tér egy pontjában a fényhatást.

2. ábra

Egyszerű példaképp vizsgáljuk meg az optikai rés esetét. A rés egy átlátszatlan felületen kialakított keskeny, a fény hullámhosszával összemérhető szélességű, hosszú nyílás. Világítsuk meg a rést egy koherens, párhuzamos fénynyalábbal (legegyszerűbben egy lézer fényével). A fény a résen áthaladva elhajlik. A réstől távol elhelyezett ernyőn a résből kiinduló elemi hullámok interferenciája alakítja ki a diffrakciós képet. A diffrakciós képet – az intenzitást a hely függvényében - egy fotodióda mozgatásával könnyen meg lehet mérni (2. ábra).

A k hullámszámvektor irányában a relatív intenzitást a Fourier-integrál segítségével lehet kiszámítani. Az intenzitás arányos az integrál abszolút értékének négyzetével:

\[ I(\pmb{k}) = \left \lvert \int_{-\infty}^{\infty} e^{\pmb{kx}i}f(\pmb{x})d\pmb{x} \right \rvert^2. \]

A kifejezésben

\[|\pmb{k}| = k = \frac{2\pi}{\lambda},\]
\[\pmb{kx} = kx \sin \theta \approx kx\theta \; (\theta\ll1), \]
\[ f(x) = \begin{cases} \frac{1}{d} \; \mathrm{ha} \; x \in \left[-\frac{d}{2};\frac{d}{2}\right] \\ 0\; \mathrm{ha} \; x \notin \left[-\frac{d}{2};\frac{d}{2}\right]. \end{cases} \]

Felhasználva, hogy

\[ y = D \mathrm{tg} \theta \approx D\theta \; (\theta<<1), \]

és elvégezve az integrálást

\[ I(y) = \left( \frac{\lambda D}{\pi yd} \right)^2\sin^2\left( \frac{\pi yd}{\lambda D} \right).\]
3. ábra

A diffrakciós kép az 3. ábrán látható. A vízszintes tengely \setbox0\hbox{$\frac{yd}{\lambda D}$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% egységekben van skálázva. Az intenzitás az \setbox0\hbox{$y_z=\pm\frac{\lambda D}{d}$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% helyen válik először zérussá. Az két zérushely közti távolság (\setbox0\hbox{$2y_z$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0%) és a \setbox0\hbox{$D$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% távolság mérésével a \setbox0\hbox{$\lambda$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% hullámhossz ismeretében a \setbox0\hbox{$d$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% résszélesség, \setbox0\hbox{$d$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% ismeretében pedig a \setbox0\hbox{$\lambda$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% hullámhossz meghatározható.

Bonyolultabb optikai struktúrák (például egy optikai rács) esetén a diffrakciós kép hasonlóan kiszámítható, csak \setbox0\hbox{$f(x)$}% \message{//depth:\the\dp0//}% \box0% kifejezését kell ennek megfelelően módosítani. A részletes számítást elvégezve megállapítható, hogy egy optikai rács esetén a maximumok távolsága szintén arányos a hullámhosszal, illetve a geometriai paraméterekkel. Így egy ismert hullámhosszú fényforrás diffrakciós képe alapján egy fixált geometriájú elrendezés kalibrálható és segítségével meghatározható ismeretlen fényforrások hullámhossza.


Mérési feladatok

Aktualizálás alatt!


A lap eredeti címe: „https://fizipedia.bme.hu/index.php?title=Fotoeffektus_vizsgálata&oldid=28403”