P3 2011 Solucao

André de Freitas Smario (G783523)\nP_{abs} = \\frac{e^2}{2m} \\int \\frac{\\omega}{(\\omega^2 - \\omega_0^2)}g(\\omega) \n|E| = |E|c\nI = \\frac{E}{4\\pi}\n\nI.G = DP\\smallskip \\text{/ }\\smallfrown 1/\\text{out}\\smallskip\nP_{abs} \\to \\Rightarrow\\text{Automaticamente sou }\n\n\\sigma(\\omega) = 8\\pi \\frac{\\omega}{(\\omega^2 - \\omega_0^2)}g(\\omega)\n\\beta = \\frac{2}{3} \\alpha \\frac{\\omega}{m} \nA\n\\text{(w)<<w_0}\n\\sigma(\\omega) = -\\frac{BA\\omega^4}{(\\omega - \\omega_0^2)A\\omega} \\text{para pequenos trajetórios} \n\\sigma(\\omega) = -\\frac{BA\\omega^4}{(\\omega - \\omega_0)} + \\underbrace{...}_{A\\omega}\n\\text{(w)>>w_0} \n\\sigma(\\omega) = -\\frac{BA\\omega^4}{(\\omega - \\omega_0^2) + A\\omega} \nsigma(A) \\alpha \\omega^{-2}\n\\text{cle} A interação na luzar a radiação, reside na ação de um campo elétrico com intensidade pro\nxima do campo de interação entre os átomos que são esse tipo.\nCom a adição do termo n\\beta^2, temos:\n\\text{m}i\\text{m} + \\text{m}A\\times\\text{v} = 0 \n\\text{r} = \\text{w} + \\text{r}T + \\text{R}T^2 \nTemos que soluciona: \\text{T}^2 \\text{R} + \\text{T}^2 + \\text{\\omega}(t) \\to 0 \n\\text{w} - \\text{e} \\ {\\text{\\omega}(t) \\}\\text{ \\in } \mathrm{0}\\tag{0}\nLá ou seja a incidência do harmônico ao expressa pelo lado esquerdo da equação, leva\na operação da harmônica ao express,\npelo lado térmico da originária. Isso mostra que os modos normais desse sistema estão\naocomplados, tendo como que não voltar injeto energia no sistema\nisso é transferido para outros modos normais ao invés de ser\n\r\n, apenas em uma deles. R_p = 7.10^5 K_{int}. 7.10^3 \nm_p = 2.10^6 K_{int}. 2.10^6 \nT = 0.17 J/cm^2 = 1700 J/m^2\n\\text{J}_g = \\frac{G_exact}{C} \\left( T \\frac{1}{C} \\right) = \\frac{MT^{-3}(1)}{X} \n\\Rightarrow g_s \\approx 6.10^{-8} \\quad e.g.t \\text{umidade converter.} \nI_s = \\sigma^u\nI_T = \\frac{P_s}{V_T R_s} \\Rightarrow I_s = \\frac{P_s}{R_s} \\Rightarrow \\frac{2.10^6}{7.10^5} \\quad e \\text{perna.} \\qquad I_T = \\cdot \\rightarrow \n\\text{ST} \\Rightarrow \\frac{T}{I_0} = \\Rightarrow \\frac{J_S}{R_s} \n\\Rightarrow I_T = \\text{soma, finalize} = \\begin{cases} T^\\circ \\end{cases}\nT_I \\approx \\frac{\\text{\\for}\\times\\left(\\frac{200}{600}\\right)^{20}}{20} \\Rightarrow T = 6934.9 K 4) u = A K T h^3 \n c ( R - 1)\n\na) Ley de desplazamiento de Wien: \u03bb_{max} = b / T\n\nDerivando f= igualando a cero, tenemos a\nfrecuencia = densidad de energía = mayor. \ndf = 0\n\n3A K T h^2(dh) - A(h^2)k = 0\n\n3h^2 = 3 + k\n\n= basta de idea que aqui.\n\ni \nOs expoentes devem ser adimensional \n\nh^2 /\u03b1K = c / (C_{min}) = \u03bb/h\n\n\bh_{max} = b / T , b = ch/\u03b1K \ncad\n\nb)\n u \u2261 \u03b1 T^4\n\nv_s = \int_{0}^{T} E_d y_d\n\nU tem real significado somente para valores próximos ao pico. Como provado em a) v_s = \u03b1KT e h^2/ a0\n \n v_s = A K T h / c \int_{0}^{T} e^{\frac{h}{\alpha K T}} dY\n\n \n= u \u2261 T^4\n\n\n\nc) u = A K T h^3\nc ( e^{\frac{h}{K T}} - 1)\n\nd) u \u2212 sempre \u2261 --> \n\nv_s \u2212 A K T h^3 / (c(h^4- u)\n= v_s / dt\n\nV_o \n\n= Resultando equivalente\n A lei de Rayleigh-Jeans.\n\n\n\ny c) u = A K T h^3\nc ( e^{\frac{h}{K T}} - 1)\n\nd) u \u2212 sempre \u2261 --> \n\nv_s \u2212 A K T h^3 / (c(h^4- u)\n= v_s / dt\n\nV_o \n\n= Resultando equivalente\n A lei de Rayleigh-Jeans.