1 Beugung und Interferenz

Physik für Biologie und Zwei-Fächer-Bachelor Chemie
Kap.6: Beugung und Interferenz 1
6 Beugung und Interferenz, SpektrallinienEquation Section 6
Abbildung: Beugung am Einfachspalt
6.1
6.1.1
Theoretische Grundlagen
Beugung am Einfachspalt
Wird ein Spalt mit der Spaltbreite b mit parallelem Licht beleuchtet, so kommt es auf einem Schirm, der
sich im Abstand l � b hinter dem Spalt befindet, zu Interferenzerscheinungen: Die Huygenschen
Elementarwellen der Spaltöffnung interferieren, auf dem Schirm entsteht ein System heller und dunkler
Zonen. Diese entstehen dadurch, dass Lichtwellen gleicher Phase sich gegenseitig verstärken und
Lichtwellen in gegenläufiger Phase sich gegenseitig auslöschen.
Näherungsweise kann man wie folgt argumentieren (Abb.6.1): Haben die von den Punkten A und C
ausgehenden Randwellen einen Wegunterschied, der einem ganzzahligen Vielfachen einer ganzen
Wellenlänge entspricht (d.h. die Länge der
Strecke AB entspricht einem ganzzahligen
Vielfachen der Wellenlänge), so kommt es unter
der Richtung α zu einer Auslöschung aller
Wellenzüge. Denn dann beträgt zum Beispiel der
Gangunterschied zwischen einem 'Lichtbündel'
am Rand bei C und einem in der Mitte gerade
eine halbe Wellenlänge; diese beiden Bündel
löschen sich also aus. Für jedes weitere
Lichtbündel findet sich eines mit einem
Gangunterschied von einer halben Wellenlänge;
die Bedingung für die Intensitätsminima lautet
Abb.6.1: Beugung am Einfachspalt
demnach
sin α= k ⋅
λ
b
; k = 1, 2, 3,...
(6.1)
Beträgt der Wegunterschied AB ein halbzahliges Vielfaches der halben Wellenlänge, d.h.
sin
=
α
2k + 1 λ
⋅
2
b
(6.2)
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Kap.6: Beugung und Interferenz 2
so entsteht auf dem Schirm in Richtung α ein Intensitätsmaximum. Ist l der Abstand zwischen
Beugungsspalt und Beobachtungsschirm und x der Abstand von der optischen Achse zu einem
Beobachtungspunkt auf dem Schirm, so ergibt sich weiterhin
x
x
=
tan aa
=
bzw.
arctan( )
l
l
(6.3)
Mit Hilfe dieser Bedingungen lässt sich demnach die Wellenlänge oder aber die Spaltbreite b bestimmen,
wenn die jeweils andere Größe bekannt ist.
Wird der Spalt durch eine kreisförmige Öffnung mit dem Radius R (bzw. Durchmesser D) ersetzt,
so entsteht eine radialsymmetrische Intensitätsverteilung, und es gilt für die Intensitätsminima der
Beugungsfigur
sin
=
α
m ⋅ λ 2m ⋅ λ
=
R
D
mit m = 0.61, 1.12, 1.62, 2.12... (Diese Faktoren entstehen aufgrund der komplizierten Geometrie
bei der Überlagerung der von einer Kreisfläche ausgehenden Elementarwellen; Stichwort: Bessel –
Funktionen).
Nach einem Theorem aus der Wellenoptik (Babinetsches Theorem) ist das Beugungsbild eines Spaltes
gleich dem eines gleich breiten Gegenstandes. Wird der Spalt also durch ein gleich großes Hindernis
ersetzt (Draht, Faden o.ä.), so gelten die oben aufgeführten Beziehungen für die Minima und die Maxima
ebenso.
6.1.2
Beugung am Gitter
Gegenüber dem Einfachspalt hat ein optisches Gitter eine Vielzahl sehr schmaler, parallel zueinander
angeordneter Spalte (Abb.6.2). Die Zahl der Spalte beträgt bei den im Praktikum verwendeten Gittern bis
zu 600 pro Millimeter Gitterbreite. Der Abstand zweier Spalte voneinander ist dann 1/600 mm oder
1
m 1,67 ⋅ 10−6 m=1,67 m m.
=
600000
Dieser Spaltabstand heißt "Gitterkonstante" g.
Für die folgende Argumentation wird angenommen, dass
die Spaltbreite vernachlässigbar klein ist. Jeden einzelnen
Spalt eines Gitters kann man näherungsweise als ein
Huygensches Zentrum auffassen. Beleuchtet man ein
Gitter mit monochromatischem Licht, so überlagern sich
Abb.6.2: Beugung am Gitter
die von den einzelnen Gitterspalten ausgehenden
Elementarwellen so, dass – unter den Winkeln αk
gegenüber der optischen Achse – eine Reihe von scharfen, hellen Maxima entsteht. Dies ist immer dann
der Fall, wenn der Wegunterschied ∆ der benachbarten Wellenzüge einem ganzzahligen Vielfachen der
Wellenlänge entspricht:
∆ = k ⋅ λ = g ⋅ sin α mit k = 1, 2,3,...
(6.4)
Folglich gilt für die Winkelabhängigkeit der Maxima
sin a max =
k ⋅λ
g
(6.5)
Ist der Wegunterschied ∆ nur geringfügig von k ⋅ λ verschieden, z.B.
∆ = g sin α min = k ⋅ λ +
λ
N
(6.6)
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(N = Anzahl der Gitterspalte, die zur Beugung beitragen), so interferieren die von je zwei um N 2
voneinander entfernten Spalten ausgehenden Wellenzüge zu einem Minimum. In ähnlicher Weise lassen
sich für alle Abweichungen um z ⋅ λ N (z = 1, 2, 3, ... N − 1 ) von k · λ stets Paare von Wellenzügen
finden, die untereinander einen Wegunterschied von einer halben Wellenlänge haben und sich daher
auslöschen.
Zwischen den scharfen Spektrallinien befinden sich demnach ( N − 1) Minima und
Nebenmaxima, die allerdings mit steigendem N immer lichtschwächer werden.
( N − 2)
sog.
Eine genauere Untersuchung zeigt, dass das Beugungsbild eines Gitters das Beugungsbild des
Einzelspaltes multipliziert mit einem durch das Gitter bestimmten Interferenzterm ist:
2
2
 pb
   pg

sin aa
sin  
   sin  N
 sin  ll
  

I (a ) = I 0  
p
b
p
g



sin a   sin 
sin a  

l
l

 (
))



))))
( ))))))
Beugungsterm Einzelspalt
(6.7)
Interferenzterm Gitter
Im Abb.6.3 ist der Intensitätsverlauf für verschiedene N dargestellt ( g = 5b) .
Abb.6.3: Normierter Intensitätsverlauf als Funktion des Beugungswinkel
N der Gitterspalte.
α
für unterschiedliche Anzahl
Die Einhüllenden stellen jeweils den Verlauf des Beugungsbildes des Einzelspaltes dar. Der
Interferenzterm, der durch die Interferenz der Lichtwellen aus den N Spalten entsteht, führt zum
Auftreten von Interferenzmaxima, zwischen denen jeweils N − 2 Nebenmaxima entstehen.
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Kap.6: Beugung und Interferenz 4
Emittiert die Lichtquelle eine weitere "Lichtfarbe" mit der Wellenlänge λ + ∆λ , so überlagert sich dem
durch die Wellenlänge λ bestimmten Beugungsbild ein weiteres; jedoch ist hierbei gemäß Gl. (6.5)der
Winkelabstand der Maxima größer:
sin a max =
k ⋅ ( λ + ∆λ )
g
(6.8)
Bei spektralanalytischen Messungen mit dem Gitterspektrometer ist die Frage von Belang, wie klein der
Wellenlängenunterschied ∆λ werden kann, ohne dass die durch λ und ∆λ bestimmten
Beugungsmaxima für den Beobachter ineinander "verschwimmen". Maßgeblich hierfür ist das
Auflösungsvermögen A des Gitters. Man versteht darunter die Größe =
A λ / ∆λ , die angibt, bei
welchem Wellenlängenunterschied ∆λ noch getrennte Maxima erkennbar sind (nicht zu verwechseln mit
dem Auflösungsvermögen des Mikroskops.).
Für eine deutliche Trennung muss das Maximum der zweiten Welle (mit Wellenlänge λ + ∆λ )
mindestens über dem ersten Minimum neben dem entsprechenden Maximum der ersten Welle ( λ ) liegen
(sogenanntes Rayleigh – Kriterium). Für das Maximum gilt nach Gleichung (6.5)
g sin a max
= k (λ + ∆λ )
(6.9)
und für das erste Minimum gilt nach Gleichung (6.6)
g sin α min
= kλ + λ / N
Wegen aa
max ≥
min muss gelten k ( λ + ∆λ ) ≥ k λ +
=
A
(6.10)
λ
N
, woraus folgt
λ
≤ kN .
∆λ
(6.11)
Das Auflösungsvermögen steigt also mit der Ordnungszahl k der beobachteten Maxima sowie mit der
Zahl N der Gitterspalte, die vom parallelen Licht durchsetzt werden.
6.1.3
Auflösungsvermögen des Mikroskops
Die Gesamtvergrößerung des Mikroskops ist
t⋅s
V=
f Obj ⋅ f Ok
(6.12)
also der Tubuslänge t direkt und den Brennweiten von Objektiv und Okular umgekehrt proportional.
Hieraus folgt, dass man im Prinzip Mikroskope mit beliebig hoher Vergrößerung konstruieren kann,
indem man die Tubuslänge hinreichend vergrößert und Optiken mit sehr kleinen Brennweiten verwendet.
Falsch ist allerdings der Schluss, dass man damit auch beliebig feine Strukturen eines Gegenstandes
erkennen kann (Stichwort „leere Vergrößerung“).
Als Auflösung bezeichnet man die Fähigkeit, zwei nebeneinander liegende Punkte des Objektes noch
aufzulösen. Liegt nun die Objektgröße im Bereich der Größenordnung der Lichtwellenlänge, so lassen
sich auch bei beliebiger Vergrößerung und bei Verwendung von Objektiven mit sphärisch und
chromatisch korrigierten Linsen keine Einzelheiten des Objekts mehr erkennen. Ursache hierfür sind
Beugungsphänomene: Ein Objektpunkt wird nämlich nie als Punkt, sondern immer als kleines
Beugungsscheibchen abgebildet.
Zwei Punkte mit dem Abstand d werden noch getrennt abgebildet, wenn die ihnen zugeordneten
Beugungsscheibchen noch getrennt erscheinen. Man kann zeigen, dass dies bedeutet
0,610 ⋅ λ
(6.13)
d > d min =
sin α
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Hierbei ist α der halbe "Öffnungswinkel" des Objektivs, d.h. die Hälfte des Winkels, unter dem der
nutzbare Durchmesser der Objektivlinse vom Objektpunkt aus gesehen wird. λ ist die Wellenlänge in
dem Medium zwischen Objekt und Objektiv. Verwendet man z.B. eine Immersionsflüssigkeit 1 mit dem
Brechungsindex n, so wird λ = λVak / n und
0,610 ⋅ λVak
(6.14)
d > d min =
n ⋅ sin a
Das Produkt n sin α in diesen Gleichungen heißt numerische Apertur NA; es handelt sich hierbei um eine
gerätespezifische Konstante.
Unter Auflösung versteht man den Kehrwert des kleinstmöglichen noch abbildbaren Abstands zweier
Objektpunkte:
n ⋅ sin a
(6.15)
=
A 1/=
d min
0,610 ⋅ λVak
Die Gleichung zeigt, dass die Auflösung verbessert werden kann durch Verwendung von kurzwelligerem
Licht (z.B. Blaufilter, UV-Mikroskopie) oder durch Vergrößerung der numerischen Apertur. Je höher der
Wert der numerischen Apertur, desto höher auch das Auflösungsvermögen des Objektivs.
Die Auflösung eines optischen Mikroskops ist also u.a. durch die Licht-Wellenlänge begrenzt (rund 400
bis 600 nm). Will man feinere Details untersuchen, muss man z.B. Elektronenmikroskope einsetzen, bei
denen Elektronen mit Wellenlängen um 0,003 bis 0,03 nm verwendet werden.
Noch zwei Anmerkungen: 1) Nach dem gerade Gesagten ist eine große Vergrößerung alleine noch keine
Garantie dafür, dass feine Details des Objektes aufgelöst werden; auch das Auflösungsvermögen muss
beachtet werden. Billiggeräte haben oft trotz hoher nominaler Vergrößerung sehr schlechte Auflösungen
und liefern damit optisch leere Bilder. 2) Das Okular kann das vom Objektiv erzeugte Bild nur
nachvergrößern. Details, die das Objektiv nicht liefert, kann auch das Okular nicht hinzufügen. Eine
Kombination (Objektiv 40X, Okular 25X) liefert also trotz gleicher Gesamtvergrößerung 1000X
detailärmere Bilder als die Kombination (Objektiv 100X, Okular 10X)
Schließlich noch ein Zitat aus 'Bergmann - Schäfer: Lehrbuch der Experimentalphysik, Band 3, Optik':
„Es muss noch erwähnt werden, dass die obigen Erörterungen insofern mit einer gewissen Willkür
behaftet sind, als definitionsgemäß festgesetzt wurde, dass zwei Lichtpunkte erst dann zu trennen seien,
wenn das Zentrum des einen Beugungsscheibchens mit dem ersten dunklen Ring des anderen
zusammenfalle. Es wird aber unter Umständen eine Trennung auch schon dann möglich, wenn der
Abstand etwas kleiner ist; das hängt von physiologischen Faktoren ab. Daher können unsere
Betrachtungen nur die richtige Größenordnung des Auflösungsvermögens ergeben, was auch die
Erfahrung bestätigt. Man fügt daher in der Praxis auf der rechten Seite der Gleichung [hier im Skript Gl.
(6.15)] noch einen 'physiologischen Faktor' zu, der größer als 1 ist und nur im ungünstigsten Fall den
Wert 1 selbst annimmt.“
6.1.4
Atommodelle und Spektrallinien
6.1.4.1 Das Rutherfordsche Atommodell
Nach der von Rutherford auf Grund seiner berühmten Streuversuche entwickelten Modellvorstellung
vom Bau des Atoms befindet sich fast die gesamte Masse und die gesamte positive elektrische Ladung im
Kern, dessen Größe etwa 10–14 m beträgt. Umgeben ist der Kern von Z (=Ordnungszahl) Elektronen, die
insgesamt die Ladung des Kerns kompensieren. Mit dieser Elektronenhülle erreicht das Atom eine Größe
von ca. 10-10 m. Das Verhältnis Atomdurchmesser zu Kerndurchmesser beträgt damit 104, d.h. der größte
Teil des Atoms besteht aus 'leerem Raum'.
Etwas anschaulicher werden die Größenverhältnisse, wenn man sich den Kern als Kügelchen von 1 cm
Durchmesser vorstellt. Dann hat das gesamte Atom den Durchmesser 100 m.
1
Flüssigkeit zwischen Objektiv und Präparat, z.B. Immersionsöl (n=1,52), Wasser (n=1,33) oder
Glycerin (n=1,47).
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Kap.6: Beugung und Interferenz 6
In Rutherfords Atommodell umlaufen die Elektronen den Kern auf Kreisbahnen, auf denen sie durch die
elektrostatische Anziehung vom positiven Kern gehalten werden. Diese Vorstellung ist aber nicht
haltbar, vor allem deswegen, weil ein Elektron auf einer Kreisbahn eine beschleunigte Ladung darstellt.
Beschleunigte Ladungen strahlen aber immer Energie ab; die Elektronen auf ihrer 'Kreisbahn' würden
also andauernd Bewegungsenergie verlieren und folglich in den Kern spiralen, was zu einem raschen
Kollaps des Atoms führen würde. Außerdem gibt es in Rutherfords Modell keinerlei Einschränkungen
für die möglichen Elektronenbahnen; mithin kann man ein Spektrum mit diskreten Linien in diesem
Modell nicht erklären.
6.1.4.2 Das Bohrsche Atommodell
Zur Klärung der Widersprüche des Rutherfordschen
Atommodells formulierte Niels Bohr 1913 einige adhoc-Annahmen, mit denen die Gesetze der Klassischen
Physik - allerdings nur für atomare Größenordnungen außer Kraft gesetzt wurden. Die Bohrschen Postulate
besagen z.B. (siehe Abb.6.4):
Die Elektronen können sich nur auf einzelnen ganz
bestimmten ("diskreten") Kreisbahnen mit den Radien
rn bewegen. Diesen Radien rn sind eindeutig Energien
En zugeordnet: Ein Elektron, das sich auf der ersten /
Abb.6.4: Schematische Darstellung des Bohrschen
zweiten usw. Kreisbahn (Radius r1 / r2 usw) bewegt, hat
Atommodells
die Energie E1 / E2 usw.
Die Bewegung auf einer Kreisbahn erfolgt strahlungsfrei. Die Elektronen können aber von einer Bahn n1
auf eine andere Bahn n2 wechseln. Dabei wird Energie mit der Umgebung ausgetauscht.
6.1.4.3 Quantenmechanik
Die wesentliche Leistung des Bohrschen Modells ist die Erkenntnis, dass es diskrete Energiezustände
von Atomen oder Molekülen gibt (Quantisierung der Energie) und dass jeder Spektrallinie, die ein Atom
oder Molekül emittieren oder absorbieren kann, die Differenz zweier Energiezustände dieses Teilchens
entspricht. Als theoretische Beschreibung der atomaren Welt taugt das Modell weniger. Zwar stimmen
die nach dem Bohrschen Modell berechneten Energiewerte von Atomen mit einem Elektron in erster
Ordnung gut mit den gemessenen Frequenzen überein. Eine genauere spektroskopische Untersuchung
zeigt aber, dass das Spektrum viel differenzierter aufgebaut ist (Feinstruktur- und
Hyperfeinstrukturaufspaltung); dieses Fakt kann das Bohrsche Modell nicht erklären. Es versagt
außerdem - das ist vielleicht noch wichtiger - vollkommen bei der Berechnung der Spektren von Atomen
mit zwei oder mehr Elektronen, Molekülen oder gar Festkörpern, d.h., fast überall.
Tatsächlich gibt es seit über 70 Jahren eine bessere Beschreibung der mikroskopischen Welt, nämlich die
Quantenmechanik. Sie liefert die Begründung für die von Bohr 1913 ad hoc aufgestellten Postulate; mit
ihrer Hilfe lassen sich die Spektren auch von komplizierten Molekülen usw. sehr genau berechnen. Dass
das Bohrsche Modell angesichts dieser Lage immer noch 'populär' ist, liegt im wesentlichen daran, dass
das Vorgehen der Quantenmechanik sehr formal (= mathematisch) und nicht im Alltagssinn anschaulich
ist. Das Bohrsche Modell, das auf griffige und 'alltagsvertraute' Vorstellungen gründet, ist dagegen
vergleichsweise einfach - mit dem Nachteil, dass man eben nur ein kleines Stück der physikalischen Welt
'erklären' kann.
Allerdings muss man auch diese Bemerkung stark einschränken. Im Bohrschen Modell werden nämlich
Begriffe verwendet, die in der Quantenwelt ihren Sinn verlieren. Zum Beispiel kann man nicht von der
'Bahn' eines Elektrons sprechen; nach allem, was man heute weiß, kann man nur eine
Wahrscheinlichkeitsverteilung angeben, das Elektron an einem bestimmten Punkt in der Nähe des
Atomkerns anzufinden (Aufenthaltswahrscheinlichkeit, "Wahrscheinlichkeitswolke"), wobei diese
Wahrscheinlichkeitswolke davon abhängt, in welchem Zustand, d.h. in welchem der quantisierten
Energieniveaus sich das Elektron befindet.
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Abb.6.5: Aufenthaltswahrscheinlichkeit des Elektrons im H-Atom. a: Grundzustand; b, d, e: angeregte Zustände.
(Nach Haken, Wolf: Atom- und Quantenphysik)
Man darf also nicht im mechanisch - anschaulichen Bild der Elektronenbahnen ein wirklichkeitsgetreues
Abbild des Atoms sehen. Ein solches Abbild ist nicht möglich. Es handelt sich beim Bohrschen Modell
lediglich um ein "gedankliches Hilfsmittel", eben ein Modell, mit dem wir bei Atomen mit einem
Elektron die auftretenden atomaren Phänomene ansatzweise beschreiben können.
6.1.4.4 Energieniveaus und Spektren
Bei einem Wechsel in einen Zustand höherer Energie (d.h. En2 > En1 ) muss das Elektron von außen die
Energiedifferenz erhalten. Dieser Vorgang wird als Anregung des Atoms bezeichnet und kann z. B. durch
Absorption eines Photons mit der Energie E = h ⋅n = En2 − En1 geschehen.
Wechselt ein Elektron in einen Zustand niedrigerer Energie (d.h. En1 > En2 ), so kann ein Photon emittiert
werden und die frei werdende Energie mitnehmen. Dann gilt: En1 − En2 =⋅
hn.
Um die Energieniveaus zunächst grob zu bestimmen, kann man zunächst von feineren Effekten
(Feinstruktur-Aufpaltung etc.) absehen. Für das Wasserstoffatom (und wasserstoffähnliche Atome, also
ionisierte Atome wie He+, Li++, die ebenso wie Wasserstoff nur ein Elektron haben) ergeben sich dann
folgende Energieniveaus:
m ⋅ e4
1
(6.16)
n = 1, 2,3,...
− e2 2 ⋅ 2
En =
8⋅e0 ⋅ h n
mit Elektronenmasse =
e 1,602 ⋅10−19 As ; Influenzkonstante
me 9,109 ⋅10−31 kg ; Elementarladung=
=
ε 0 8,854 ⋅10−12 As / Vm . In dieser Gleichungen ist nur die Hauptquantenzahl n variabel, alle anderen
Größen sind Konstanten.
Damit gilt für die Energiedifferenz ∆E bei einem Elektronenübergang vom Zustand n1 zum Zustand n2 :
 me ⋅ e 4
1   me ⋅ e 4
1 
1 
me ⋅ e 4  1
En1 − En2 =
∆E =
−
⋅
−
−
⋅
=
− 2  (6.17)

2
2
2  
2
2
2 
2
2 
2
 8 ⋅ e 0 ⋅ h n1   8 ⋅ e 0 ⋅ h n2  8 ⋅ e 0 ⋅ h  n2 n1 
Ist n2 < n1 und damit En2 < En1 , so manifestiert sich die freiwerdende Energie ∆E in Form eines
Photons, dessen Frequenz gegeben ist durch ν = ∆E / h . Das gleiche Energiequantum muss aufgewendet
werden, um das Atom "anzuregen", d.h. um das Elektron auf einen Zustand höherer Energie anzuheben.
Über die Beziehung
(c: Lichtgeschwindigkeit)
(6.18)
c= λ ⋅ν
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kann auch die entsprechende Wellenlänge λ bestimmt werden.
Die Frequenz des emittierten Lichts ist um so größer (und damit die Wellenlänge um so kleiner), je
größer der Unterschied der beiden Quantenzahlen n1 und n2 ist. Bei größeren Unterschieden zwischen
den Energiestufen kommen nicht etwa mehrere Photonen frei, sondern pro Übergang nur ein Photon,
dieses jedoch mit größerer Frequenz. Man klassifiziert diese Spektren nach dem Endzustand des
Elektrons, auf den es von einem höheren Energieniveau 'herunterfällt' (wobei ein Photon emittiert wird).
Sei also n1>n2. Die (historisch bedingten) Namen dieser Spektren lauten
Endzustand n2
1
2
3
4
Name
Lyman-Serie
Balmer-Serie
Paschen-Serie
Brackett-Serie
Bereich
Ultraviolett
Sichtbar
nahes Infrarot
fernes Infrarot
Der Vorfaktor in Gl. (6.17) enthält nur konstante Größen und ist daher insgesamt eine Konstante mit dem
me ⋅ e 4
Wert
= 13,6 eV ; dies ist die Grundzustandsenergie des Wasserstoffatoms.
8 ⋅ e 02 ⋅ h2
Üblich
ist
auch
die
Angabe
der
sogenannten
Rydberg-Konstanten
R∞ ,
me ⋅ e 4
1,09737315683 ⋅107 m −1 . Eine genauere Betrachtung als die oben
=
2
3
8⋅e0 ⋅ h ⋅ c
durchgeführte ergibt eine Abhängigkeit der Rydberg-Konstanten von der Kernmasse in der Form
R∞
. So erhält man für den 'normalen' und schweren Wasserstoff H und D die
R=
(1 + me / mKern )
=
R∞
−1
und RD 1,09707419 ⋅107 m −1 . Damit hat man die Möglichkeit,
Werte RH 1,09677584 ⋅107 m=
=
spektroskopisch die Anteile der beiden Isotope festzustellen.
Das Spektrum einer Substanz ist für sie charakteristisch, sozusagen eine Art Fingerabdruck. Es kann als
Erkennungszeichen für die Anwesenheit bestimmter Stoffe in einem Gemisch unbekannter
Zusammensetzung dienen und ermöglicht Schlüsse auf die molekulare Struktur der absorbierenden
Substanz. Spektroskopische Methoden gehören daher zu den wichtigsten Analysemethoden in vielen
naturwissenschaftlichen Bereichen, unter anderem in der Biochemie.
6.2
6.2.1
Experimentelle Aufgaben
Beugung am Einfachspalt - Bestimmung der Spaltbreite
Geräte: güner Laserpointer (λ=532 nm), optische Bank, Reiter, Spalt in Justierfassung, Schirm,
Verschiebeeinrichtung, Photodiode in Fassung, Voltmeter
Auf der optischen Bank werden ein Laser als
Lichtquelle, ein Spalt und ein Schirm befestigt und
genau auf die optische Achse justiert, so dass das
Beugungsbild auf dem Schirm zu sehen ist (siehe
Abb.6.6). Erstellen Sie ein Foto des Schirms mit der
Beugungsfigur und dokumentieren es in Ihrem
Protokoll.
Zur Detektion der Intensitätsverteilung wird der Schirm
aus dem Aufbau entfernt; an seiner Stelle wird ein quer
verschiebbarer Reiter mit einer Photodiode auf der
Abb.6.6: Schematischer Versuchsaufbau Beugung
optischen Bank befestigt. Die Photodiode wandelt die
am Einfachspalt
ortsabhängige Lichtintensität in ein proportionales
elektrisches Spannungssignal um, das mit einem Voltmeter gemessen werden kann.
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Zunächst wird die Photodiode mit den Feinverschiebeeinheiten vertikal (y-Richtung) und horizontal (xRichtung) zur Ausbreitungsrichtung des Laserstrahls (optische Achse) so verschoben, dass ein
maximales Spannungssignal angezeigt wird. Dann befindet sich die Öffnung des Fotodetektors genau in
der optischen Achse. Anschließend wird die Photodiode in geeigneten Schritten in x-Richtung
verschoben und die der Lichtintensität proportionale Spannung in Abhängigkeit vom Abstand x zur
Achse gemessen. Dabei sollen mindestens vier Nebenmaxima erfasst werden. Der gemessene
Spannungsverlauf wird in einem Diagramm logarithmisch gegen den Abstand aufgetragen. Aus den
Querabständen xk der Intensitätsmaxima und dem Abstand l zwischen Spalt und Photodiode kann mit
Gl.(6.2) und Gl.(6.3) der Sinus des Beugungswinkels k-ter Ordnung bestimmt werden. Mit Hilfe der
gemessenen Größen der Intensitätsmaxima und der bekannten Lichtwellenlänge λ soll jeweils die Breite
b des verwendeten Spaltes bestimmt werden. Aus den ermittelten Werten für b wird der Mittelwert und
die Standardabweichung des Spaltes berechnet. Was ergibt ein Vergleich mit dem aufgedruckten Wert,
was sind mögliche Fehlerursachen?
6.2.2
Bestimmung der Dicke eines Hindernisses
Geräte: HeNe-Laser (λ=633 nm), optische Bank, Reiter, Draht in Justierfassung, Schirm mit
Millimeterpapier
Statt auf den Spalt, trifft das Licht nun auf einen dünnen Draht, dessen Dicke gemessen werden soll. Die
Messung wird mit Hilfe des Schirms (statt der Photodiode) vorgenommen, indem die Maxima
(mindestens 6) direkt auf dem Millimeterpapier markiert und ausgemessen werden. Aus den
Querabständen xk der Intensitätsmaxima und dem Abstand l zwischen Draht und Schirm kann wiederum
mit Gl.(6.2) und Gl.(6.3) der Sinus des Beugungswinkels k-ter Ordnung bestimmt werden. Mit Hilfe der
gemessenen Größen und der bekannten Lichtwellenlänge λ soll die Dicke des verwendeten Drahtes
bestimmt werden. Was ergibt ein Vergleich mit dem Ergebnis aus 6.2.1?
6.2.3
Gitterspektrometer: Wellenlängenmessung und spektrale Auflösung
Geräte: Spektrallampen, Stativ mit Fassung, Netzgerät für Spektrallampe, Spektro-Goniometer,
Gitter
1. Die Wellenlängen der im sichtbaren Bereich liegenden Spektrallinien des Heliums (mindestens
5) sind mit Hilfe eines Spektro-Goniometers zu vermessen. Dazu wird die Spektrallampe direkt
vor den Eintrittsspalt des Spektrometers gestellt, und es werden die Winkel, unter denen die
einzelnen Spektrallinien durch das Gitter gebeugt werden, bestimmt. Hieraus lassen sich
aufgrund der Beugungsgesetze am Gitter (Gl.(6.5)) die Wellenlängen berechnen. Voraussetzung
für eine saubere Messung ist u.a., dass das Gitter genau senkrecht zum einfallenden Licht
ausgerichtet ist (Drehtisch am Gerät arretieren). Dieser Versuchsteil ist mit dem 600-er Gitter
durchzuführen.
2. In gleicher Weise werden die Wellenlängen im Emissionsspektrum des Natriums vermessen. Es
handelt sich dabei (im wesentlichen) um zwei Linien, deren Wellenlängenunterschied ∆λ nur
( 0,6 ⋅10−9 m ) beträgt. Dieser Versuchsteil ist mit dem 100-er und dem 600-er Gitter
0,6 nm=
durchzuführen. Wie groß ist die zur deutlichen Trennung beider Spektrallinien erforderliche
Auflösung des Spektrometers? Mit welchen experimentellen Parametern kann diese Auflösung
erreicht werden? Vergleichen Sie Ihre Beobachtungen mit den Daten des Spektrometers.
Hinweise:
• Achten Sie bitte darauf, dass die Winkel auf dem Goniometer in Grad und nicht im Bogenmaß
angegeben sind.
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•
6.2.4
Kap.6: Beugung und Interferenz 10
Für eine vereinfachte Fehlerrechnung kann die Näherung für kleine Winkel sin α ≈ α benutzt
werden (Kleinwinkelstreuung).
CD oder DVD?
Geräte: güner Laserpointer (λ=532 nm), optische Bank, Reiter, CD - und DVD – Rohling in UHalter mit Kunststoffplatte
CD - und DVD - Rohlinge besitzen vorgepresste Spuren, um den Schreiblaser zu führen. Die Spuren
wirken bei Lichteinfall wie ein Reflexionsgitter (daher das Farbenspiel auf der vermeintlich glatten
Oberfläche zum Beispiel unter einer Lampe). Der Spurabstand einer CD beträgt (1,6±0,1)µm, der einer
DVD (0,74±0,01)µm.
Zur Vermessung der Spurabstände wird ein einfacher Beugungsversuch benutzt. Ein Laserstrahl trifft
durch einen durchbohrten Schirm auf den jeweiligen Rohling. Justieren Sie die Rohlinge so auf der
optischen Bank, dass Sie senkrecht zur optischen Achse stehen. Das Beugungsmuster der Rohlinge wird
nun in Reflexion auf dem Schirm, der mit Millimeterpapier beklebt ist, sichtbar. Die Positionen von je
zwei Beugungsmaxima des jeweiligen Rohlings werden markiert und ausgemessen. Aus diesen Daten
und dem Abstand l zwischen Schirm und Rohling werden die jeweiligen Spurabstände bestimmt und mit
den obigen Angaben verglichen. Welche Spurabstände ergeben sich aus der Vermessung des jeweiligen
Beugungsbildes? Welches ist die CD, welches die DVD?
Für eine vereinfachte Fehlerrechnung kann wieder die Kleinwinkelstreuung benutzt werden.
6.2.5
Auflösungsvermögen des Mikroskops - Bestimmung der Objektivapertur
Geräte: Optische Bank, Mikroskoptubus, 2 Leuchtdioden in Messverschiebereiter,
Spannungsquelle 6 V=, Kreisblende, Okular, 1 Objektiv in Objektivrevolver.
Die numerische Apertur NA eines Mikroskopobjektivs soll gemessen und mit dem aufgeprägten Wert
verglichen werden.
Zur Messung werden die Geräte so justiert, dass die Öffnung der Kreisblende scharf in der Mitte des
Gesichtsfeldes des Mikroskops zu sehen ist.
Anschließend wird das Okular entfernt und das Bild der
Leuchtdioden im Tubus beobachtet (Abstand Auge –
Mikroskop > 30 cm.). Die Dioden werden dann soweit
nach außen geschoben, bis ihre Bilder auf dem Rand
des Gesichtsfeldes liegen. Bei weiterer Verschiebung
über diesen Punkt hinaus werden die Dioden nicht mehr
abgebildet. Über geometrische Beziehungen kann nun
die
numerische
Apertur
berechnet
werden
1d
)
( NA = n sin(aa
) ≈ n tan( ) =
Abb.6.7: Schematischer Aufbau zur Bestimmung
2e
der numerischen Apertur
1. Wie groß ist das Auflösungsvermögen des Objektivs bei dem für die Messung verwendeten
Rotlicht der Wellenlänge ca. 600 nm ?
2. Wie groß ist der kleinste Abstand zweier Objektpunkte, den das Objektiv bei Verwendung von
blauem Licht mit der Wellenlänge 420 nm noch auflösen kann?
Physik für Biologie und Zwei-Fächer-Bachelor Chemie
6.2.6
Kap.6: Beugung und Interferenz 11
Spektrallinien: Die Balmer–Serie des Wasserstoffatoms
Geräte: Spektralröhre mit Wasserstoff – Füllung, Halterung, Netzgerät 5 kV, 2 Maßstäbe (einer
davon weiß, mit 2 Reitern), Gitter 600 / mm, Gitterhalterung, Spaltblende, Stativmaterial
Mit Hilfe der dargestellten Messanordnung in Abb. 6.8 sollen die Wellenlängen des Lichts bestimmt
werden, das von angeregtem Wasserstoffgas beim Übergang von höheren in niedrigere Energiezustände
emittiert wird.
Eine mit H2 gefüllte Spektralröhre (R, senkrecht zur Papierebene) steht vor einem Maßstab (M), auf dem
2 verschiebbare Reiter angebracht sind. Im Abstand a (ausmessen) vor der Spektralröhre befindet sich
ein Gitter G; die Gitterebene ist parallel zu M ausgerichtet.
Wird die Spektralröhre durch das Gitter hindurch betrachtet, so kann mit Hilfe der beiden verschiebbaren
Reiter der Abstand 2x der beidseitig der Röhre erscheinenden Spektrallinien (jeweils gleicher Ordnung)
gemessen werden. Es sind eine Vielzahl von Linien zu erkennen, die z.T. vom molekularen Wasserstoff
herrühren. Die Balmer-Linien vom atomaren Wasserstoff erkennt man an der größeren Intensität. Bei
entsprechender Dunkeladaption des Auges sind 4 Linien beobachtbar. Der Beugungswinkel ϕ ergibt sich
dann aus der Beziehung
x
(6.19)
sin ϕ =
2
x + a2
Die
Wellenlängen
ergeben
sich
aus
der
Winkelabhängigkeit der Maxima bei der Beugung am
Gitter nach Gl. 6.5 mit k = 1 .
Berechnen Sie nach Gleichung (6.17) die Energien des
Wasserstoffatoms für die Hauptquantenzahlen n2 = 2
und n1 = 3,4,5,6,∞, sowie die Energiedifferenzen bei den
Übergängen von n1 nach n2 und die dazugehörigen
Wellenlängen. Für welche Übergänge entsteht Licht im
sichtbaren Bereich? Vergleichen Sie diese theoretischen
Werte mit ihren Messwerten.
Abb.6.8: Schematischer Aufbau zur Vermessung
von Spektrallinien
Für die vereinfachte Fehlerrechnung kann wieder die
Kleinwinkelstreuung benutzt werden, was in diesem Fall führt zu: sin aaa
≈ tan ≈ ≈
x
.
a