3.12. Kvantstatistik: bosoner
|
|
- Georg Håkansson
- för 7 år sedan
- Visningar:
Transkript
1 3.12. Kvantstatistik: bosoner [Understanding Physics: 20.12,20.13, ] På s. 297 visades, att för ett system av identiska partiklar vid temperaturen T gäller, att antalet partiklar i ett tillstånd med energin E följer Maxwell Boltzmanns fördelningsfunktion F M B (E) = Ae E/kT, där A är en konstant. I den klassiska behandlingen är det underförstått, att partiklarna kan skiljas åt, och att de rör sig oberoende av varandra. Detta förutsätter, att partiklarnas vågfunktioner inte täcker varandra nämnvärt, vilket kan tänkas gälla för gasmolekyler i en sluten behållare, men inte för elektroner i en atom eller metall. I Maxwells och Boltzmanns teori behandlas sannolikhetsfördelningen för varje partikel skilt från alla de övriga partiklarna, och således är fördelningsfunktionen i stort sett den samma för en partikel som för ett stort antal partiklar. Då vi diskuterade system av identiska partiklar i kvantmekaniken märkte vi att det kvantmekaniska kravet på oskiljaktighet för identiska partiklar leder till kravet att inga förändringar skall kunna iakttas i systemet, då partiklarna byter plats. En följd av detta är att varje partikel i ett kvantmekaniskt system påverkas av alla de övriga. Partiklarna kan inte anses vara oberoende. Systemet måste behandlas som en helhet, vilket leder till fördelningsfunktioner som beror på det totala antalet partiklar i systemet. Detta observerade vi också när vi tillämpade Pauliprincipen på energinivåerna för en elektrongas. Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
2 Ett energitillstånd är endast tillgängligt för en elektron, då det inte är upptaget av en annan elektron. Fördelningsfunktionens form beror därför på antalet partiklar i systemet. Vi konstaterade också, att kravet på att inga observerbara storheter förändras, då identiska partiklar byts ut, leder till vissa symmetrikrav på systemet. Som vi såg, finns det två olika slags partiklar: bosoner, som har symmetriska egenfunktioner, och gärna uppehåller sig i samma tillstånd, samt fermioner, som har antisymmetriska egenfunktioner, och inte kan uppehålla sig i samma tillstånd (Pauliprincipen). Det behövs därför också skilda fördelningsfunktioner för dessa partiklar. Fördelningsfunktionen för fermioner är Fermi Diracs funktion F F D (E) = 1 αe E/kT + 1 Värdet av α i denna ekvation beror på antalet partiklar i systemet. Vi har naturligtvis redan tidigare använt denna funktion när vi studerade elektronernas beteende i metaller då T > 0 K: F (E) = 1 e (E E F )/kt + 1 I denna form av ekvationen är α = e E F /kt, så att F (E) = 1 2 då E = E F. Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
3 Fördelningsfunktionen för bosoner kallas Bose-Einsteins fördelningsfunktion F B E (E) = 1 αe E/kT 1 Också här beror α på antalet partiklar i systemet. Elektromagnetiska vågor i en kavitet kan behandlas som ett system av bosoner (en fotongas, alltså) och således kan man använda Bose Einsteins fördelningsfunktion för att härleda Plancks lag för svartkroppsstrålningen. I fig (se nedan) har Maxwell Boltzmanns, Fermi Diracs och Bose Einsteins fördelningsfunktioner för α = 1 e uppritats och jämförts med varandra. uppkallad efter Satyendra Bose och Albert Einstein, som på 1920 talet studerade teorin för svartkroppsstrålningen Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
4 Observera, att då E kt övergår både Fermi Diracs och Bose Einsteins fördelningsfunktion till en Maxwell Boltzmanns fördelning: α 1 e E/kT. Således kommer alla tre funktioner att sammanfalla vid höga energier, fastän de skiljer sig markant vid låga energier. Observera också, att värdet av Fermi Diracs funktion aldrig överskrider 1, och därtill är mycket lägre än värdet av Maxwell Boltzmanns funktion. Å andra sidan är värdet av Bose Einsteins funktion mycket större än värdet av Maxwell Boltzmanns funktion vid låga energier. Bose Einsteins statistik gynnar hög besättning av de lägsta energitillstånden. Därför kommer bosonerna att samlas i det lägsta energitillståndet. Vi kan åskådliggöra de karaktäristiska egenskaperna för ett system av bosoner genom att studera egenskaperna hos fotoner som produceras av en laser. Liksom bosoner, strävar fotoner att samlas i tillstånd med samma rörelsemängd, energi och fas. Eftersom de strävar efter samma rörelsemängd, kommer de alla att röra sig i samma riktning och avvika mycket litet från denna riktning (en kollimerad stråle). På grund av att fotonerna befinner sig i samma energitillstånd, och således (E = hf) i samma frekvenstillstånd, så kommer laserljuset att vara starkt monokromatiskt. Dessutom har alla fotonerna samma fas, dvs de är mycket koherenta. Laserfotonernas egenskaper är därför typiska för bosoner. Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
5 3.13. Supraledning Supraledare kallas material som har en speciell ledningsförmåga, då de kyls ned under en temperatur, som kallas den kritiska temperaturen T c. Den kritiska temperaturen för ett ämne är en materialkonstant. Supraledningen upptäcktes av den holländska fysikern Heike Kamerlingh Onnes år I fig visas t.ex. resistiviteten för kvicksilver som funktion av temperaturen. Som vi ser, så faller resistiviteten brant mot noll, då temperaturen faller under 4.15 K. Kvicksilver blir supraledande vid denna temperatur och leder elström utan värmeutveckling. Många andra metaller blir också supraledande vid låg temperatur. Eftersom det inte sker effektförluster då resistansen är noll, så leder supraledaren ström hur länge som helst om temperaturen understiger den kritiska temperaturen. Supraledning uppstår pga elektronernas växelverkan med vibrerande joner i gittret, och förklaras genom BCS-teorin (1957), uppkallad efter John Bardeen, Leon Cooper och John Schrieffer. En elektron som passerar förbi jonerna i gittret kan överföra (en del av) sin rörelsemängd till jonerna. Jonerna kommer därför att röra sig närmare varandra, vilket leder till ett område med förhöjd laddningstäthet. På grund av gittrets elastiska egenskaper, så kan kan detta område fortplanta sig som en våg med förhöjd laddningstäthet, som drar till sig en annan elektron. Nettoresultatet är att två elektroner har bytt ut sin rörelsemängd. Detta leder till en svag attraktion mellan elektroner, som befinner sig i närheten av Ferminivån. Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
6 Som en följd av denna effekt, kommer de växelverkande elektronerna att gruppera sig i par (Cooperpar) med motsatta elektronspinn, så att totalspinnet blir noll. Cooperparen har därför heltaligt spinn, och uppför sig som bosoner (kvasipartiklar). Cooperpar som uppstår på detta sätt kan vara på långt avstånd från varandra, så att de binds samman till ett enda system av bosoner. Eftersom de befinner sig i bundna tillstånd, har de lägre energi än fria elektroner, och det behövs därför energi för att dela upp ett par. Detta leder till ett energigap i ledningsbandet nära Ferminivån (se fig nedan). Storleken av detta energigap är lika med Cooperparens bindningsenergi. Energigapets temperaturberoende bekräftas av experimentella data. Bardeen, Cooper och Schrieffer visade, att eftersom Cooperparen är bosoner, så samlas de i samma energitillstånd. Paren kondenseras till detta tillstånd, då metallens temperatur faller under den kritiska temperaturen T c. Bosontillståndet är mycket koherent, så att paren rör sig på samma sätt (dvs i samma fas) då de utsätts för ett elektriskt fält. På detta sätt uppstår supraledning. Hela detta koherenta tillstånd måste sönderfalla, för att det skall förlora sin energi. Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
7 Elektrisk resistans, som uppstår på grund av elektronernas växelverkan med de vibrerande jonerna i gittret, kan inte alstra den energi som behövs för att bromsa upp ett stort antal elektronpar samtidigt. Det finns därför inte något sätt på vilket elektronparen kan förlora energi, de kommer oavlåtligt att röra sig i en supraledande krets. Ända till 1986 var legeringen Nb 3 Ge det material som hade den högsta kända kritiska temperaturen (23.2 K). År 1986 upptäckte Bednorz och Müller att en kopparförening (La 2 x(ba,sr)cuo 4 ) hade den kritiska temperaturen 30 K. Senare fann man andra föreningar med kritiska temperaturer högre än 100 K. Någon annan mekanism än den vanliga gitterväxelverkan krävs för att bilda Cooperparen i dessa supraledare vid hög temperatur. Möjligen kan det ha något att göra med förekomsten av endimensionella CuO-keder i dessa material. De senaste teorierna för supraledare vid höga temperaturer involverar fluktuerande magnetfält. Cooperparen i en supraledare bildar ett kondenserat energitillstånd. Dylika tillstånd studerades av Bose och Einstein redan på 1920 talet, och fenomenet förutsades av Einstein år Enligt deras teori kan partiklar som rör sig tillräckligt långsamt (en s.k. Bose gas) vid mycket låg temperatur kondenseras till ett och samma energitillstånd och kan då beskrivas av en enda kvantmekanisk vågfunktion. Detta tillstånd, som numera kallas Bose Einstein kondensation har man länge försökt åstadkomma experimentellt, men först 1995 lyckats det för Cornell, Wieman och Ketterle, som fick nobelpriset 2001 för sin prestation. Metoden baserar sig på laserkylning av ytterst förtunnade ångor av rubidiumatomer ned till 100 nanokelvin. Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
8 Kapitel 4. Kärnfysik och partikelfysik I detta kapitel skall vi studera olika modeller för kärnornas struktur, radioaktivt sönderfall, kärnreaktioner, subnukleära partiklar och deras struktur, kvarkteorin, stjärnornas utveckling och kosmologi. Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
9 4.1. Atomkärnornas egenskaper I början av kapitel 2 beskrev vi hur Rutherford, Geiger och Marsden genom att sprida α partiklar från guld och silver lyckades visa, att atomens massa är koncentrerad i en ytterst liten kärna med en diameter omkring m. Vi skall nu studera egenskaperna, dvs strukturen för denna atomkärna. Atomkärnornas storlek kan bestämmas genom att bombardera dem med elektroner, vilkas de Broglie våglängd är mindre än kärnans dimensioner. Rörelsemängden för en elektron, vars totala energi är 250 MeV, är 250 MeV/c. Dylika elektroner är således lämpliga för ändamålet, eftersom de har en de Broglie våglängd omkring 5 fm. Elektronerna växelverkar med protonerna i kärnan på grund av Coulombkraften och därigenom kan protondistributionen studeras. Det visar sig, att medelradien R för en godtycklig kärna kan uttryckas R = R 0 A 1/3, där A är atomkärnans masstal (totala antalet nukleoner), och R fm är en konstant (fm kallas även fermi). Om kärnorna antas vara sfäriska, så är deras volym är 4 3 πr3, och uttrycket för R visar då, att volymen är proportionell mot A. På grund härav är nukleonernas täthet (ρ N ) i det närmaste konstant i alla kärnor. Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
10 Tätheten kan approximeras med ρ N = massan volymen = AM 3AM = 4πR3 4πR0 3A = 3 3M, 4πR0 3 där M = kg är massan för en nukleon. Således är ρ N kg/m 3. Nukliderna (dvs atomkärnorna) betecknas med A ZX, där X är elementets kemiska symbol, Z är ordningstalet (antalet protoner) och A masstalet (antalet nukleoner). Antalet neutroner i en kärna är därför N = A Z. Nuklider med samma Z, men olika N, kallas isotoper. Förutom att isotoperna av ett element har samma antal protoner, så har de också samma antal elektroner, och därigenom samma kemiska egenskaper. Egenskaperna för isotopernas kärnor är däremot mycket olika. I allmänhet är bara några få isotoper av varje element stabila (ofta bara en av de lätta nuklidernas isotoper). Fig visar neutrontalet som funktion av Z för de 284 kända stabila nukliderna. Vi kan se, att nukliderna föredrar vissa bestämda värden av Z, och N, som t.ex Z = 20, 28 och 50 (sådana tal kallas magiska). Dessutom är nuklider som har ett jämnt antal protoner och neutroner ofta stabila. Av de 284 kända stabila nukliderna har 166 jämna värden både av N och Z, 57 har jämnt N och udda Z, 53 har udda N och jämnt Z, men bara 8 har har udda N och udda Z. Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
11 Förutom de stabila nukliderna i figuren, finns det ett stort antal instabila nuklider, kallade radionuklider, som alstras i kärnsönderfall och kärnreaktioner. Radionuklider har livstider, som varierar från nanosekunder till miljarder år. Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
12 Observera att stabila kärnor för lätta element vanligen innehåller lika många protoner och neutroner, och de ligger därför nära linjen N = Z, som utritats i figuren. För högre värden av A, avviker stabilitetskurvan från denna linje. Dessa kärnor behöver flere neutroner än protoner för att behålla sin stabilitet. Kärnornas massor kan bestämmas med en noggrannhet av 10 8 med hjälp av masspektroskopi (se sid. 498). Dessa mätningar visar, att massan av en godtycklig kärna är (vanligen med omkring 1 %) mindre än summan av vilomassorna för nukleonerna. Detta beror på bindningsenergin, som är associerad med den starka kärnkraften, den kraft som håller ihop nukleonerna i kärnan. De stora negativa energierna reducerar den totala energin, och således även vilomassan för systemet av bundna nukleoner i kärnan. Genom mätningar kan man få reda på hur mycket den totala massan i en kärna reduceras, och detta ger information om kärnstrukturen. Experimentellt kan man visa, att många kärnor har ett inre impulsmoment, som kallas kärnspinn, och ett magnetiskt dipolmoment. Det kärnmagnetiska dipolmomentet för en atomkärna kan mätas genom att man studerar växelverkan mellan det kärnmagnetiska dipolmomentet och atomens magnetfält. Denna växelverkan är analog med spinn banväxelverkan i atomerna, som vi studerat tidigare. Växelverkan med det kärnmagnetiska dipolmomentet åstadkommer ytterst små uppspjälkningar i atomspektret, som kallas hyperfinstruktur. Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
13 L. I den motsvarande formeln för det kärnmagnetiska dipolmomentet ersätts elektronmassan av nukleonmassan. De kärnmagnetiska momenten är därför ungefär 2000 gånger mindre än de atommagnetiska dipolmomenten. Det kärnmagnetiska dipolmomentet försvinner för kärnor med jämnt Z och N. Dessa spjälkningar är mycket mindre än finstrukturspjälkningarna, på grund av att de kärnmagnetiska dipolmomenten är mycket mindre än de atommagnetiska dipolmomenten, vilket vi kan förstå om vi studerar ekvationen som uttrycker det magnetiska dipolmomentet för elektronen i en atom med hjälp av banimpulsmomentet: m = e 2me Kärnorna har också karaktäristiska fotonspektra, liksom atomerna, men våglängderna ligger i γ området av det elektromagnetiska spektret. Liksom atomerna, har också kärnorna ett stort antal kvantiserade energinivåer. När en kärna övergår från ett tillstånd till ett annat, utsänds en foton (dvs ett γ-kvantum). Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
14 4.2. Kärnornas bindningsenergier Vi konstaterade nyss, att kärnans massa är mindre än totala massan av de nukleoner, som den består av. När kärnan uppstår genom att nukleonerna förenas (fusion), så frigörs energi, som motsvarar minskningen av systemets energi. Eftersom man vanligen väljer tillståndet när nukleonerna är separerade till nollnivå för systemets energi, så blir energin för det bundna systemet negativ. Absoluta värdet av denna energi kallas för kärnans bindningsenergi E b, och den är lika med den energi, som måste tillföras kärnan för att den skall sönderfalla i sina beståndsdelar. Summan av kärnmassan och den massa, som svarar mot bindningsenergin (E b /c 2 ) är alltså lika med summan av nukleonmassorna. I fig visas kärnmassan, dividerad med antalet nukleoner som funktion av antalet nukleoner A. Om kärnans bindningsenergi skulle ha varit obetydlig, så skulle denna storhet helt enkelt vara medelmassan m medel = (Zm p + Nm n )/A, där m p är protonens massa, och m n är neutronens massa. Om vi uppritar m medel som funktion av A får vi (nästan) en rät linje (m medel 940 MeV/c 2 ). Avvikelsen mellan summan av nukleonmassorna och kärnans massa kallas massdefekten m = Zm p + Nm n M Z,A, där M Z,A betecknar kärnmassan. Med hjälp av massdefekten kan kärnans bindningsenergi per nukleon uttryckas som E b /A = mc 2 /A (se fig. nedan). Bokens m är den negativa massdefekten! Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
15 Figuren visar, att bindningsenergin per nukleon är grovt taget densamma för alla kärnor, den varierar endast mellan 7.5 och 8.8 MeV för tyngre kärnor. Observera dock, att vissa kärnor är stabilare än andra (t.ex 4 2 He och 16 8 O). Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
16 För lätta kärnor minskar bindningsenergin per nukleon mycket brant, då A avtar. Bindningsenergin per nukleon avtar också långsamt för tunga kärnor (stort A), då A växer. Kärnor med medelstort masstal är därför stabilast. Den största bindningsenergin (ca 8.79 MeV per nukleon) har kärnor med masstalet A 50 60, vilket svarar mot isotoper av järn. Två kärnprocesser, som ger energiminskning, är kärnfusion, då lätta kärnor smälter samman för att bilda en tyngre kärna, samt kärnfission, då tunga kärnor bryts ner, och nukleoner ordnar sig på nytt och bildar kärnor med medelstort masstal. Dessa båda processer som frigör mycket energi, kommer senare att diskuteras mera ingående. Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
17 4.3. Kärnmodeller I vätskedroppmodellen (Niels Bohr 1937) förklaras bindningsenergin per nukleon genom addition av en serie korrektionstermer till medelenergin m medel. Av uttrycket för massdefekten följer att kärnmassan kan uttryckas som skillnaden mellan nukleonmassorna och massan som svarar mot bindningsenergin: M Z,A = Zm p + Nm n m = Zm p + (A Z)m n E b /c 2 Som vi har konstaterat, är nukleontätheten och även bindningsenergin per nukleon approximativt konstant för de flesta kärnor. Motsvarande egenskaper är också typiska för vätskedroppar. Den molekylära tätheten i en droppe är konstant överallt (liksom nukleontätheten i kärnan). Varje molekyl i droppen hålls kvar på grund av att den attraheras av de närmaste grannarna. Såsom visas i fig. 21.3, verkar dessa krafter i alla riktningar (utom vid ytan), och har kort räckvidd, liksom kärnkraften. Varje molekyl i droppen utsätts därför för samma bindningsenergi, liksom nukleonerna i en kärna. Om modellen tillämpas på en kärna uppstår en bindningsenergi som är proportionell mot kärnans volym, dvs proportionell mot R 3, och således också proportionell mot antalet nukleoner A. Bindningsenergin per nukleon blir därför i stort sett konstant. Om vi subtraherar en sådan term (volymtermen) från m medel, så kommer den totala energin att minska med detta belopp. Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
18 För en vätskedroppe måste vi också beakta, att molekylerna vid ytan saknar grannar ovanför ytan, och kommer därför att vara svagare bundna. Detta ger upphov till ytspänning, som kommer att minska den totala bindningsenergin. Bidraget från denna term, som är proportionellt mot droppens yta 4πR 2, är alltså positivt. Om detta tillämpas på kärnan, finner vi att energibidraget blir proportionellt mot (A 1/3 ) 2 = A 2/3. Om vi beräknar denna korrektion per nukleon, så får vi en term (yttermen), som är proportionell mot A 2/3 /A = A 1/3, och kommer att höja energin för låga masstal (se fig. 21.4). Kärnorna har dessutom en elektrisk laddning Ze. Därför måste vi också tillägga en Coulombterm, som beskriver Coulombrepulsionen mellan protonerna i kärnan. Coulombenergin frigörs, om alla protonerna flyttas oändligt långt bort. Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
19 I exempel 5.2 (s. 111) visade sig gravitationsenergin för en sfär med massan M och radien R vara proportionell mot M 2 /R. Analogt kan man visa, att kärnans Coulombenergi är proportionell mot (Ze) 2 /R, eller alltså Z 2 /R. Genom att utnyttja uttrycket för R finner vi att den är proportionell mot Z 2 /A 1/3. Coulombtermen är viktig för kärnor med stort antal protoner. Den ger upphov till en korrektion till bindningsenergin per nukleon, som är proportionell mot Z 2 /A 4/3, och som växer för stora värden av A (se fig. 21.4). Coulombtermen förklarar varför kärnor med ett stort antal protoner kommer att innehålla ett överskott av neutroner. Om Z är litet, så kommer varje proton som läggs till en kärna att attrahera alla de andra nukleonerna, på grund av den starka kärnkraften, och repellera alla protoner, på grund av den mycket svagare Coulombkraften. Då antalet protoner växer, kommer adderade protoner att attrahera endast ett mindre antal nukleoner, eftersom kärnkraften har en kort räckvidd, men repellera alla protoner, eftersom Coulombkraften har en lång räckvidd. Detta leder till ett repulsivt energitillskott, som är proportionellt mot Z 2. Då Z växer, är det därför fördelaktigare att lägga till neutroner än protoner. Därför är vanligen N 0.6A för stora värden av Z. Då Z > 92, vinner Coulombrepulsionen över kärnkraften, och stabila kärnor kan inte längre bildas. Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
20 Det finns ytterligare två termer som skall beaktas i massformeln. Dessa kallas för asymmetritermen och parningstermen, och har kvantmekaniskt ursprung. Asymmetritermen är proportionell mot (Z A/2) 2 /A och har medtagits för att förklara tendensen för stabila nuklider att innehålla lika många protoner och neutroner. Då N = Z (om Z = A/2) så försvinner denna term, men då Z växer, och således (Z A/2) 2 blir större, kommer den att ge upphov till ett allt större positivt bidrag. Parningstermen är proportionell mot xa 1/2, där x kan anta värdena 0, ±1. Den förklarar empiriskt tendensen för Z och N att anta jämna värden. Konstanten x har således värdet 1 då både Z och N är jämna, 0 då antingen Z eller N är udda, och +1, då både Z och N är udda. Om vi samlar ihop alla dessa termer får vi den halvempiriska massformeln M Z,A = Zm p + (A Z)m n a 1 A + a 2 A 2/3 Z 2 + a 3 A + a (Z A/2) 2 1/3 4 A + 8 < : 9 = 1 om både Z och N är jämna 0 om Z eller N är udda ; a 5A 1/2, +1 om Z och N är udda där m p och m n betecknar massorna för protonen, respektive neutronen, och parametrarna a 1, a 2, a 3, a 4 och a 5 är empiriskt valda. C.F. von Weizsäcker, Z. Physik 96, 431 (1935) Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
21 Då vi studerade diagrammet över de stabila nukliderna i fig. 21.1, konstaterade vi att de är speciellt stabila för vissa värden av N eller Z. Sådana nuklider, som t.ex. 4 2 He och 16 8O har också speciellt stor bindningsenergi. Dylika speciella värden av N och Z (2, 8, 20, 28, 50, 82 och 126) kallas magiska tal. De dubbelt magiska kärnorna, där både N och Z är magiska (t.ex. 4 2 He, O, 20Ca och 82 Pb ) är speciellt stabila. Detta påminner om atomernas slutna elektronskal, som är speciellt stabila för vissa värden av Z (2, 10, 18, 36, 54 och 86). Vi leds alltså fram till skalmodellen för atomkärnorna (Maria Goeppert Mayer, 1948). Analogin med atomerna bekräftas av experiment, där man försöker ta reda på hur mycket energi som krävs för att avlägsna den lösast bundna nukleonen från en kärna. Det visar sig då, att nukleonen är lättast att avlägsna, om Z eller N är ett magiskt tal ökat med 1 (t.ex analoga med alkaliatomerna. O och Kr). Sådana kärnor är alltså Atommodellen, som tidigare beskrevs i grova drag för atomer med flere elektroner, är en oberoende partikel modell (elektrongasmodell). Elektronerna rör sig oberoende av varandra i ett centralt elfält, som alstras av kärnan och de övriga elektronerna. Växelverkningar med de andra elektronerna behandlas som sekundära effekter. Om vi tillämpar denna modell på en kärna, verkar den i första hand att strida mot droppmodellen, där nukleonerna växelverkar kraftigt med sina närmaste grannar. De båda modellerna kan emellertid förenas, om vi minns att protonerna och neutronerna i en kärna är ett system av fermioner, som uppfyller Pauliprincipen. Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
22 Då två identiska fermioner växelverkar, kan de i allmänhet inte byta ut sina energier, eftersom det inte finns några lediga energinivåer, utom i närheten av Ferminivån. Den enda möjligheten är att kvanttillstånden byts ut, men eftersom partiklarna är identiska, kommer detta inte att ge upphov till observerbara effekter, och nukleonerna kan därför uppfattas som oberoende partiklar. Med hjälp av uttrycket för Fermienergin för en elektrongas kan Fermienergin för neutronerna i en atomkärna uppskattas till ca 44 MeV (se exempel 21.1). Eftersom bindningsenergin för de flesta nukleoner är omkring 7 MeV, så är potentialbrunnens djup 44+7 MeV, dvs ca 50 MeV. Fermigasmodellen förklarar också, varför kärnorna innehåller lika många protoner och neutroner, då Coulombkraften är försumbar. Den starka kärnkraften har samma verkan på neutroner och protoner, dvs den är laddningsoberoende. Potentialbrunnarna för protoner och neutroner är därför identiska, men oberoende vad Pauliprincipen anbelangar. Vardera brunnen fylls till Ferminivån (se fig. 21.6) med lika många protoner och neutroner. Observera, att varje nivå i vardera brunnen rymmer två partiklar, eftersom kärnspinnet för en neutron eller en proton, analogt med elektronen i en atom med flere elektroner eller i en ledare, kan ha två värden ( upp eller ner ). I skalmodellen antas därför, att protonerna och neutronerna bildar två skilda fermionsystem, som rör sig oberoende av varandra i ett sfäriskt symmetriskt fält, som alstras av den sammanlagda effekten av alla kärnväxelverkningar med de övriga nukleonerna. Den effektiva kärnpotentialen U(r) kan approximeras med en kvadratisk brunn (fig ). Om Coulombkraften beaktas, minskar protonbrunnens djup med MeV Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
23 Modellen är analog med den som användes på en atom med flera elektroner, och kan därför studeras genom att man löser Schrödingerekvationen för denna potential. Om man prövar olika former av U(r) (t.ex. Woods-Saxon potentialen : U(r) = U 0 [1 + e (r R)/a ] 1 ) och beaktar andra egenskaper hos den starka kärnkraften (t.ex. spinn ban växelverkan) kan ett energidiagram beräknas för kärnans grundtillstånd. Liksom för atomerna, fylls nivåerna enligt växande energi med beaktande av Pauliprincipen. Även de magiska talen kan bestämmas genom en sådan analys. De svarar mot sådana fyllda skal, där energigapet mellan skalet och närmast högre energinivå är speciellt stort. Skalmodellen kan också användas för att bestämma spinnet för nukleonerna i deras grundtillstånd. Det totala kärnspinnet är det totala impulsmomentet för kärnan som erhålls (liksom för en flerelektronatom) genom att addera impulsmomenten för både protoner och neutroner enligt de kvantmekaniska reglerna för vektoraddition av impulsmoment. Benämningen kärnspinn är kanske något missvisande i detta fall eftersom det inkluderar både spinn och banimpulsmoment för nukleonerna. Vi skulle vänta oss, att skalmodellen skulle ge ganska noggranna värden för de kärnmagnetiska momenten, eftersom de kan relateras till kärnspinnen. Skalmodellen ger dock ganska onogranna värden av dipolmomenten, som visar att den har sina begränsningar. Enligt skalmodellen kommer kärnspinn och magnetiska dipolmoment för nukleoner med motsatta värden av dessa storheter att ta ut varandra (dvs paras ut), vilket motsvarar elektronparningen i den kovalenta bindningen eller i Cooperparen. R.D. Woods och D.S. Saxon, Phys. Rev. 95, (1954) Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
24 Det magnetiska dipolmomentet för en atomkärna kommer därför att bestämmas av de yttersta, oparade nukleonerna. Då det kärnmagnetiska dipolmomentet beräknas enligt skalmodellen som en funktion av nukleonernas kärnspinn, får man värden grupperade på två linjer (Schmidt linjerna), men då de beräknade värdena jämförs med observationerna, ser man att de experimentella värdena för dipolmomentet oftare ligger mellan Schmidt linjerna, än på dem. Detta beror på, att vi inte har beaktat att de yttre nukleonerna attraherar nukleonerna i innerkärnan, och därigenom polariserar den. En modell som beaktar dessa effekter är den kollektiva kärnmodellen, som utvecklades av Aage Bohr (Niels Bohrs son) och Ben Mottelson på 1960 talet. För sin forskning tilldelades de 1975 Nobelpriset. I den kollektiva modellen, liksom i skalmodellen, antas nukleonerna röra sig i ofyllda skal oberoende av varandra i en effektiv kärnpotential, som alstras av innerkärnan, bildad av de fyllda subskalen. Denna potential är dock inte sfäriskt symmetrisk på grund av att den kan deformeras genom nukleonernas kollektiva rörelser i innerkärnan. I detta avseende påminner kärnan om en vätskedroppe. Betrakta t.ex. en nukleon som rör sig nära kärnans yta. Genom sin rörelse kommer den att påverka innerkärnans yta på grund av växelverkningar med innerkärnans nukleoner. Det uppstår ett tidvattensfenomen som leder till en distortion av kärnpotentialen. Schrödingerekvationen blir besvärlig att lösa, men de observerade magnetiska momenten kan beskrivas noggrannare. Kärnfysiken innehåller många exempel på modellberäkningar. Endel enkla modeller, lånade från andra områden av fysiken, kan vara till hjälp för att tolka vissa av systemets egenskaper och göra förutsägelser. De kan dock inte leda till en fullständig beskrivning, och tillämpningarna är begränsade. Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
3.13. Supraledning. [Understanding Physics: 20.13, ] Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
3.13. Supraledning [Understanding Physics: 20.13,21.1-21.3] Supraledare kallas material som har en speciell ledningsförmåga, då de kyls ned under en temperatur, som kallas den kritiska temperaturen T c.
Läs mer4.13. Supraledning. [Understanding Physics: 20.13, ] Den moderna fysikens grunder, Tom Sundius
4.13. Supraledning [Understanding Physics: 20.13,21.1-21.5] Supraledare kallas material som har en speciell ledningsförmåga, då de kyls ned under en temperatur, som kallas den kritiska temperaturen T c.
Läs merFöreläsning 2 Modeller av atomkärnan
Föreläsning 2 Modeller av atomkärnan Atomkärnan MP 11-1 Protonens och neutronens egenskaper Atomkärnors storlek och form MP 11-2, 4-2 Kärnmodeller 11-6 Vad gör denna ovanlig? Se även http://www.lbl.gov/abc
Läs merMateriens Struktur. Lösningar
Materiens Struktur Räkneövning 3 Lösningar 1. Studera och begrunda den teoretiska förklaringen till supralednigen så, att du kan föra en diskussion om denna på övningen. Skriv även ner huvudpunkterna som
Läs merFysiska institutionen april 1983 Hans Linusson, Carl-Axel Sjöblom, Örjan Skeppstedt januari 1993 FY 2400 april 1998 Distanskurs LEKTION 26.
GÖTEBORGS UNIVERSITET Fysiska institutionen april 1983 Hans Linusson, Carl-Axel Sjöblom, Örjan Skeppstedt januari 1993 FY 2400 april 1998 Distanskurs LEKTION 26 Delkurs 4 KÄRNSTRUKTUR I detta häfte ingår
Läs mer4-1 Hur lyder Schrödingerekvationen för en partikel som rör sig i det tredimensionella
KVANTMEKANIKFRÅGOR Griffiths, Kapitel 4-6 Tanken med dessa frågor är att de ska belysa de centrala delarna av kursen och tjäna som kunskapskontroll och repetition. Kapitelreferenserna är till Griffiths.
Läs merFöreläsning 3. Radioaktivitet, alfa-, beta-, gammasönderfall
Radioaktivitet, alfa-, beta-, gammasönderfall Halveringstid (MP 11-3, s. 522-525) Alfa-sönderfall (MP 11-4, s. 525-530) Beta-sönderfall (MP 11-4, s. 530-535) Gamma-sönderfall (MP 11-4, s. 535-537) Se även
Läs merInstuderingsfrågor, Griffiths kapitel 4 7
Joakim Edsjö 15 oktober 2007 Fysikum, Stockholms Universitet Tel.: 08-55 37 87 26 E-post: edsjo@physto.se Instuderingsfrågor, Griffiths kapitel 4 7 Teoretisk Kvantmekanik II HT 2007 Tanken med dessa frågor
Läs merRöntgenstrålning och Atomkärnans struktur
Röntgenstrålning och tomkärnans struktur Röntgenstrålning och dess spridning mot kristaller tomkärnans struktur - Egenskaper. Isotoper. - Bindningsenergi - Kärnmodeller - Radioaktivitet, radioaktiva sönderfall.
Läs merMateriens Struktur. Lösningar
Materiens Struktur Räkneövning 4 Lösningar 1. Sök på internet efter information om det senast upptäckta grundämnet. Vilket masstal och ordningsnummer har det och vilka är de angivna egenskaperna? Hur har
Läs merAtomkärnans struktur
Föreläsning 18 tomkärnans struktur Rutherford, Geiger och Marsden påvisade ~1911 i spridningsexperiment att atomen hade sin positiva laddning och massa koncentrerad till en kärna. I vissa fall kunde α-partiklarna
Läs merFöreläsning 09 Kärnfysiken: del 1
Föreläsning 09 Kärnfysiken: del 1 Storleken och strukturen av kärnan Bindningsenergi Den starka kärnkraften Strukturen av en kärna Kärnan upptäcktes av Rutherford, Geiger och Marsden år 1909 (föreläsning
Läs merKärnfysik och radioaktivitet. Kapitel 41-42
Kärnfysik och radioaktivitet Kapitel 41-42 Tentförberedelser (ANMÄL ER!) Maximipoäng i tenten är 25 p. Tenten består av 5 uppgifter, varje uppgift ger max 5 p. Uppgifterna baserar sig på bokens kapitel,
Läs mer2.14. Spinn-bankopplingen
2.14. Spinn-bankopplingen [Understanding Physics: 19.12-19.16] I avsnitt 2.12 konstaterade vi, att elektronen, som enligt Bohrs modell rör sig i en cirkelbana, kommer att ge upphov till en strömslinga,
Läs mer3.9. Övergångar... (forts: Halvledare i kontakt)
3.9. Övergångar... (forts: Halvledare i kontakt) [Understanding Physics: 20.9-20.12] Utjämningen av Ferminivåerna för två ledare i kontakt med varandra gäller också för två halvledare i kontakt med varandra.
Läs merMedicinsk Neutron Vetenskap. yi1 liao2 zhong1 zi3 ke1 xue2
Medicinsk Neutron Vetenskap 医疗中子科学 yi1 liao2 zhong1 zi3 ke1 xue2 Introduction Sames 14 MeV neutrongenerator Radiofysik i Lund på 1970 talet För 40 år sen Om
Läs merRäkneövning 5 hösten 2014
Termodynamiska Potentialer Räkneövning 5 hösten 214 Assistent: Christoffer Fridlund 1.12.214 1 1. Vad är skillnaden mellan partiklar som följer Bose-Einstein distributionen och Fermi-Dirac distributionen.
Läs merFöreläsning 3. Radioaktivitet, alfa-, beta-, gammasönderfall
Radioaktivitet, alfa-, beta-, gammasönderfall Halveringstid (MP 11-3, s. 522-525) Alfa-sönderfall (MP 11-4, s. 525-530) Beta-sönderfall (MP 11-4, s. 530-535) Gamma-sönderfall (MP 11-4, s. 535-537) Se även
Läs merFöreläsning 1. Elektronen som partikel (kap 2)
Föreläsning 1 Elektronen som partikel (kap 2) valenselektroner i metaller som ideal gas ström från elektriskt fält mikroskopisk syn på resistans, Ohms lag diffusionsström Vår första modell valenselektroner
Läs merUtveckling mot vågbeskrivning av elektroner. En orientering
Utveckling mot vågbeskrivning av elektroner En orientering Nikodemus Karlsson Februari 00 . Bohrs Postulat Niels Bohr (885-96) ställde utifrån iakttagelser upp fyra postulat gällande väteatomen ¹:. Elektronen
Läs merForelasning 13, Fysik B for D2. December 8, dar R 0 = 1:2fm. ( 1 fm = m) Vi har alltsa. ar konstant (R 3 = R 3 0A). 46.
Forelasning 13, Fysik B for D2 Thomas Nilsson December 8, 1997 Subatomar fysik kallas allt som beror strukturer mindre an atomer, alltsa med en mer traditionell uppdelning, karn- och partikelfysik. 46
Läs merMateriens Struktur II Del II Atomkärnan och kärnprocesser
Materiens Struktur II Del II Atomkärnan och kärnprocesser 2 Innehåll II Atomkärnan och kärnprocesser 5 II.1 Inledning....................................... 5 II.2 Kärnpartiklar....................................
Läs merInnehåll. Fysik Relativitetsteori. fy8_modernfysik.notebook. December 19, Relativitetsteorin Ljusets dualism Materiens struktur Kärnfysik
Fysik 8 Modern fysik Innehåll Relativitetsteorin Ljusets dualism Materiens struktur Kärnfysik 1. Relativitetsteori Speciella relativitetsteorin Allmänna relativitetsteorin Two Postulates Special Relativity
Läs merAndra föreläsningen kapitel 7. Patrik Lundström
Andra föreläsningen kapitel 7 Patrik Lundström Kvantisering i klassisk fysik: Uppkomst av heltalskvanttal För att en stående våg i en ring inte ska släcka ut sig själv krävs att den är tillbaka som den
Läs mer3.14. Periodiska systemet (forts.)
3.14. Periodiska systemet (forts.) [Understanding Physics: 19.14-19.16; 20.1-20.2] En alkaliatom består av en ädelgaskärna med Z 1 elektroner samt en yttre s elektron. Denna yttre elektron (valenselektronen)
Läs merStudiematerial till kärnfysik del II. Jan Pallon 2012
Frågor att diskutera Kapitel 4, The force between nucleons 1. Ange egenskaperna för den starka kraften (växelverkan) mellan nukleoner. 2. Deuterium är en mycket speciell nuklid när det gäller bindningsenergi
Läs merVarje uppgift ger maximalt 3 poäng. För godkänt krävs minst 8,5 poäng och
Institutionen för Fysik Göteborgs Universitet LÖSNINGAR TILL TENTAMEN I FYSIK A: MODERN FYSIK MED ASTROFYSIK Tid: Lördag 3 augusti 008, kl 8 30 13 30 Plats: V Examinator: Ulf Torkelsson, tel. 031-77 3136
Läs mer1.5 Våg partikeldualism
1.5 Våg partikeldualism 1.5.1 Elektromagnetisk strålning Ljus uppvisar vågegenskaper. Det är bland annat möjligt att åstadkomma interferensmönster med ljus det visades av Young redan 1803. Interferens
Läs mer3.3. Den kvantmekaniska fria elektronmodellen
3.3. Den kvantmekaniska fria elektronmodellen [Understanding Physics: 20.3-20.7] I kvantmekaniken behandlas ledningselektronerna som ett enda fermionsystem, på ett liknande sätt som elektronerna i flerelektronatomer.
Läs merLösningar - Rätt val anges med fet stil i förekommande fall (obs att svaren på essäfrågorna inte är uttömmande).
STOCKHOLMS UNIVERSITET FYSIKUM Tentamensskrivning i Materiens Minsta Byggstenar, 5p. Lördag den 15 juli, kl. 9.00 14.00 Lösningar - Rätt val anges med fet stil i förekommande fall (obs att svaren på essäfrågorna
Läs merAtomens historia. Slutet av 1800-talet trodde man att man hade en fullständig bild av alla fysikaliska fenomen.
Atomfysik ht 2015 Atomens historia Atom = grekiskans a tomos som betyder odelbar Filosofen Demokritos, atomer. Stort motstånd, främst från Aristoteles Trodde på läran om de fyra elementen Alla ämnen bildas
Läs mer4.3. Den kvantmekaniska fria elektronmodellen
4.3. Den kvantmekaniska fria elektronmodellen [Understanding Physics: 20.3-20.8] I kvantmekaniken behandlas ledningselektronerna som ett enda fermionsystem, på ett liknande sätt som elektronerna i flerelektronatomer.
Läs merFysik TFYA86. Föreläsning 11/11
Fysik TFYA86 Föreläsning 11/11 1 Kvantmekanik och Materialuppbyggnad University Physics: Kapitel 40-42* (*) 40.1-4 (översikt) 41.6 (uteslutningsprincipen) 42.1, 3, 4, 6, 7 koncept enklare uppgifter Översikt
Läs merBFL122/BFL111 Fysik för Tekniskt/ Naturvetenskapligt Basår/ Bastermin 12. Kärnfysik 1 2014. Kärnfysik 1
Kärnfysik 1 Atomens och atomkärnans uppbyggnad Tidigare har atomen beskrivits som bestående av en positiv kärna kring vilken det i den neutrala atomen befinner sig lika många elektroner som det finns positiva
Läs merLösningar Heureka 2 Kapitel 14 Atomen
Lösningar Heureka Kapitel 14 Atomen Andreas Josefsson Tullängsskolan Örebro Lo sningar Fysik Heureka Kapitel 14 14.1) a) Kulorna från A kan ramla på B, C, D, eller G (4 möjligheter). Från B kan de ramla
Läs merKEMA00. Magnus Ullner. Föreläsningsanteckningar och säkerhetskompendium kan laddas ner från
KEMA00 Magnus Ullner Föreläsningsanteckningar och säkerhetskompendium kan laddas ner från http://www.kemi.lu.se/utbildning/grund/kema00/dold Användarnamn: Kema00 Lösenord: DeltaH0 F2 Periodiska systemet
Läs merMetallers resistivitet vid 0 K
SUPRALEDNING Vad händer med en metalls ledningsförmåga vid 0 K? Jag har i föreläsningen om metallers egenskaper visat kurvor på en metalls resistans som funktion av temperaturen. Resistansen sjunker med
Läs merVågrörelselära & Kvantfysik, FK januari 2012
Räkneövning 10 Vågrörelselära & Kvantfysik, FK2002 9 januari 20 Problem 42.1 Vad är det orbitala rörelsemängdsmomentet, L, för en elektron i a) 3p-tillståndet b) 4f-tillståndet? Det orbitala rörelsemängdsmomentet
Läs merMilstolpar i tidig kvantmekanik
Den klassiska mekanikens begränsningar Speciell relativitetsteori Höga hastigheter Klassisk mekanik Kvantmekanik Små massor Små energier Stark gravitation Allmän relativitetsteori Milstolpar i tidig kvantmekanik
Läs merFysik TFYA68. Föreläsning 11/14
Fysik TFYA68 Föreläsning 11/14 1 Kvantmekanik och Materialuppbyggnad University Physics: Kapitel 38-39* (*) 38.1, 38.4, 39.1-3, 6 koncept enklare uppgifter Översikt och breddningskurs! 2 Introduktion Kvantmekanik
Läs merFöreläsning 11 Kärnfysiken: del 3
Föreläsning Kärnfysiken: del 3 Kärnreaktioner Fission Kärnreaktor Fusion U=-e /4πε 0 r Coulombpotential Energinivåer i atomer Fotonemission när en elektron/atom/molekyl undergår en övergång Kvantfysiken
Läs merAtomer, ledare och halvledare. Kapitel 40-41
Atomer, ledare och halvledare Kapitel 40-41 Centrala begrepp Kvantiserade energinivåer i atomer Elektronspinn och finstruktur Elektronen i en atom både banimpulsmoment, som karakteriseras av kvanttalet
Läs merKvantbrunnar -Kvantiserade energier och tillstånd
Kvantbrunnar -Kvantiserade energier och tillstånd Inledning Syftet med denna laboration är att undersöka kvantiseringen av energitillstånd i kvantbrunnar. Till detta används en java-applet som hittas på
Läs merKapitel 3. Elektroner i det fasta tillståndet
Kapitel 3. Elektroner i det fasta tillståndet [Understanding Physics: 20.1-20.3] I detta kapitel skall vi studera bindningsmekanismerna och de fysikaliska egenskaperna hos fasta kroppar, utgående från
Läs merMer om E = mc 2. Version 0.4
1 (6) Mer om E = mc Version 0.4 Varifrån kommer formeln? För en partikel med massan m som rör sig med farten v har vi lärt oss att rörelseenergin är E k = mv. Denna formel är dock inte korrekt, även om
Läs merInföra begreppen ström, strömtäthet och resistans Ohms lag Tillämpningar på enkla kretsar Energi och effekt i kretsar
Kapitel: 25 Ström, motstånd och emf (Nu lämnar vi elektrostatiken) Visa under vilka villkor det kan finnas E-fält i ledare Införa begreppet emf (electromotoric force) Beskriva laddningars rörelse i ledare
Läs merKapitel 7. Atomstruktur och periodicitet. Kvantmekanik Aufbau Periodiska systemet
Avsnitt 7.1 Elektromagnetisk strålning Kapitel 7 Fyrverkeri i olika färger Atomstruktur och periodicitet Copyright Cengage Learning. All rights reserved 2 Illuminerad saltgurka Kapitel 7 Innehåll Kvantmekanik
Läs merFysik TFYA86. Föreläsning 10/11
Fysik TFYA86 Föreläsning 10/11 1 Kvantmekanik och Materialuppbyggnad University Physics: Kapitel 38-41* (*) 38.1, 38.4, 39.1-3, 6 40.1-4 (översikt) koncept enklare uppgifter Översikt och breddningskurs!
Läs merAtomen - Periodiska systemet. Kap 3 Att ordna materian
Atomen - Periodiska systemet Kap 3 Att ordna materian Av vad består materian? 400fKr (före år noll) Empedokles: fyra element, jord, eld, luft, vatten Demokritos: små odelbara partiklar! -------------------------
Läs merRelativistisk kinematik Ulf Torkelsson. 1 Relativistisk rörelsemängd, kraft och energi
Föreläsning 13/5 Relativistisk kinematik Ulf Torkelsson 1 Relativistisk rörelsemängd, kraft och energi Antag att en observatör O följer med en kropp i rörelse. Enligt observatören O så har O hastigheten
Läs merKvantmekanik. Kapitel Natalie Segercrantz
Kvantmekanik Kapitel 38-39 Natalie Segercrantz Centrala begrepp Schrödinger ekvationen i en dimension Fotoelektriska effekten De Broglie: partikel-våg dualismen W 0 beror av materialet i katoden minimifrekvens!
Läs merTentamen i FUF050 Subatomär Fysik, F3
Tentamen i FUF050 Subatomär Fysik, F3 Tid: 013-05-30 fm Hjälpmedel: Physics Handbook, nuklidkarta, Beta, Chalmersgodkänd räknare Poäng: Totalt 75 poäng, för betyg 3 krävs 40 poäng, för betyg 4 krävs 60
Läs merFotoelektriska effekten
Fotoelektriska effekten Bakgrund År 1887 upptäckte den tyska fysikern Heinrich Hertz att då man belyser ytan på en metallkropp med ultraviolett ljus avges elektriska laddningar från ytan. Noggrannare undersökningar
Läs mer2.16. Den enkla harmoniska oscillatorn
2.16. Den enkla harmoniska oscillatorn [Understanding Physics: 13.16-13.17] Den klassiska hamiltonfunktionen för en enkel harmonisk oscillator med den reducerade massan m och fjäderkonstanten (kraftkonstanten)
Läs merBFL122/BFL111 Fysik för Tekniskt/ Naturvetenskapligt Basår/ Bastermin Föreläsning 7 Kvantfysik, Atom-, Molekyl- och Fasta Tillståndets Fysik
Föreläsning 7 Kvantfysik 2 Partiklars vågegenskaper Som kunnat konstateras uppträder elektromagnetisk strålning ljus som en dubbelnatur, ibland behöver man beskriva ljus som vågrörelser och ibland är det
Läs merFission och fusion - från reaktion till reaktor
Fission och fusion - från reaktion till reaktor Fission och fusion Fission, eller kärnklyvning, är en process där en tung atomkärna delas i två eller fler mindre kärnor som kallas fissionsprodukter och
Läs merVäteatomen. Matti Hotokka
Väteatomen Matti Hotokka Väteatomen Atom nummer 1 i det periodiska systemet Därför har den En proton En elektron Isotoper är möjliga Protium har en proton i atomkärnan Deuterium har en proton och en neutron
Läs merLågtemperaturfysik. Maria Ekström. November Första utgåvan
F7 Lågtemperaturfysik Maria Ekström November 2014 - Första utgåvan Syfte Målet är att använda lågtemperaturfysik för studera hur den elektriska ledningsförmågan hos olika typer av material ändras med temperatur.
Läs merKapitel 7. Atomstruktur och periodicitet
Kapitel 7 Atomstruktur och periodicitet Avsnitt 7.1 Elektromagnetisk strålning Fyrverkeri i olika färger Copyright Cengage Learning. All rights reserved 2 Avsnitt 7.2 Materians karaktär Illuminerad saltgurka
Läs merTentamen i Modern fysik, TFYA11/TENA
IFM - Institutionen för Fysik, Kemi och Biologi Linköpings universitet Tentamen i Modern fysik, TFYA11/TENA Torsdagen den 29/8 2013 kl. 14.00-18.00 i TER2 Tentamen består av 2 A4-blad (inklusive detta)
Läs merInnehåll. Fysik Relativitetsteori. fy8_modernfysik.notebook. December 12, Relativitetsteorin Ljusets dualism Materiens struktur Kärnfysik
Fysik 8 Modern fysik Innehåll Relativitetsteorin Ljusets dualism Materiens struktur Kärnfysik 1. Relativitetsteori Speciella relativitetsteorin Allmänna relativitetsteorin Two Postulates Special Relativity
Läs merFrån atomkärnor till neutronstjärnor Christoph Bargholtz
Z N Från atomkärnor till neutronstjärnor Christoph Bargholtz 2006-06-29 1 C + O 2 CO 2 + värme? E = mc 2 (mc 2 ) före > (mc 2 ) efter m = m efter -m före Exempel: förbränning av kol m m = 10 10 (-0.0000000001
Läs merTILLÄMPAD ATOMFYSIK Övningstenta 3
TILLÄMPAD ATOMFYSIK Övningstenta 3 Skrivtid: 8 13 Hjälpmedel: Formelblad och räknedosa. Uppgifterna är inte ordnade efter svårighetsgrad. Börja varje ny uppgift på ett nytt blad och skriv bara på en sida.
Läs merRelativitetsteorins grunder, våren 2016 Räkneövning 6 Lösningar
elativitetsteorins grunder, våren 2016 äkneövning 6 Lösningar 1. Gör en Newtonsk beräkning av den kritiska densiteten i vårt universum. Tänk dig en stor sfär som innehåller många galaxer med den sammanlagda
Läs merHjälpmedel: Det för kursen ociella formelbladet samt TeFyMa. 0 x < 0
LÖSNINGAR TILL Deltentamen i kvantformalism, atom och kärnfysik med tillämpningar för F3 9-1-15 Tid: kl 8.-1. (MA9A. Hjälpmedel: Det för kursen ociella formelbladet samt TeFyMa. Poäng: Vid varje uppgift
Läs merAtom- och Kärnfysik. Namn: Mentor: Datum:
Atom- och Kärnfysik Namn: Mentor: Datum: Atomkärnan Väteatomens kärna (hos den vanligaste väteisotopen) består endast av en proton. Kring kärnan kretsar en elektron som hålls kvar i sin bana p g a den
Läs mer2. Hur många elektroner får det plats i K, L och M skal?
Testa dig själv 12.1 Atom och kärnfysik sidan 229 1. En atom består av tre olika partiklar. Vad heter partiklarna och vilken laddning har de? En atom kan ha tre olika elementära partiklar, neutron med
Läs mer14. Elektriska fält (sähkökenttä)
14. Elektriska fält (sähkökenttä) För tillfället vet vi av bara fyra olika fundamentala krafter i universum: Gravitationskraften Elektromagnetiska kraften, detta kapitels ämne Orsaken till att elektronerna
Läs merHur mycket betyder Higgspartikeln? MASSOR!
Hur mycket betyder Higgspartikeln? MASSOR! 1 Introduktion = Ni kanske har hört nyheten i somras att mina kollegor i CERN hade hittat Higgspartikeln. (Försnacket till nobellpriset) = Vad är Higgspartikeln
Läs mer2.4. Bohrs modell för väteatomen
2.4. Bohrs modell för väteatomen [Understanding Physics: 19.4-19.7] Som vi sett, är den totala energin för elektronen i väteatomen E = 1 2 mv2 = e2 8πɛ 0 r. Eftersom L = mvr för cirkulära banor, så kan
Läs merKvantmekanik. Kvantmekaniken: De naturlagar som styr förlopp i den mikroskopiska världen (och i den makroskopiska!) Kvantmekanik.
Kap. 7. Kvantmekanik: introduktion 7A.1- I begynnelsen Kvantmekanik Kvantmekaniken: De naturlagar som styr förlopp i den mikroskopiska världen och i den makroskopiska! Kvantmekanik Klassisk fysik Specialfall!
Läs merStudieanvisningar i statistisk fysik (SI1161) för F3
Studieanvisningar i statistisk fysik (SI1161) för F3 Olle Edholm September 15, 2010 1 Introduktion Denna studieanvisning är avsedd att användas tillsammans med boken och exempelsamlingen. Den är avsedd
Läs merTill exempel om vi tar den första kol atomen, så har den: 6 protoner, 12 6=6 neutroner, 6 elektroner; atommassan är också 6 men masstalet är 12!
1) Till exempel om vi tar den första kol atomen, så har den: 6 protoner, 12 6=6 neutroner, 6 elektroner; atommassan är också 6 men masstalet är 12! Om vi tar den tredje kol atomen, så är protonerna 6,
Läs merSven Gösta Nilsson och hans modell. Om en av de mest framgångsrika modellerna för atomkärnor någonsin och om människan som utvecklade den.
197 Sven Gösta Nilsson och hans modell Om en av de mest framgångsrika modellerna för atomkärnor någonsin och om människan som utvecklade den. Människan bakom modellen Sven Gösta Nilsson föddes 1927 i Kristianstad.
Läs mer3.4. Energifördelningen vid 0 K
3.4. Energifördelningen vid 0 K [Understanding Physics: 20.4-20.9] Vi skall först hitta på ett sätt att beräkna antalet energitillstånd för ett fermionsystem som funktion av energin. Vi kan göra detta
Läs merFöreläsning 8 Elementarpartiklar, bara kvarkar och leptoner
Föreläsning 8 Elementarpartiklar, bara kvarkar och leptoner Bevarandelagar i reaktioner MP 13-3 Elementarpartiklarnas periodiska system Standard Modellen och kraftförening MP 13-4 Vad härnäst? MP 13-5
Läs merIf you think you understand quantum theory, you don t understand quantum theory. Quantum mechanics makes absolutely no sense.
If you think you understand quantum theory, you don t understand quantum theory. Richard Feynman Quantum mechanics makes absolutely no sense. Roger Penrose It is often stated that of all theories proposed
Läs merKvantbrunnar Kvantiserade energier och tillstånd
Kvantbrunnar Kvantiserade energier och tillstånd Inledning Syftet med denna laboration är att undersöka kvantiseringen av energitillstånd i kvantbrunnar. Till detta används en java-applet som hittas på
Läs merKvantmekanik - Gillis Carlsson
Kvantmekanik - Föreläsning 1 Gillis Carlsson gillis.carlsson@matfys.lth.se LP2 Föreläsningarna i kvantmekanik LP1 V1): Repetition av kvant-nano kursen. Sid 5-84 V2 : V3 : Formalism (I). Sid 109-124, 128-131,
Läs merc = λ ν Vågrörelse Kap. 1. Kvantmekanik och den mikroskopiska världen Kvantmekanik 1.1 Elektromagnetisk strålning
Kap. 1. Kvantmekanik och den mikroskopiska världen Modern teori för atomer/molekyler kan förklara atomers/molekylers egenskaper: Kvantmekanik I detta och nästa kapitel: atomers egenskaper och periodiska
Läs merTentamen i Modern fysik, TFYA11/TENA
IFM - Institutionen för Fysik, Kemi och Biologi Linköpings universitet Tentamen i Modern fysik, TFYA11/TENA Onsdagen den 27/3 2013 kl. 08.00-12.00 i T1 och T2 Tentamen består av 2 A4-blad (inklusive detta)
Läs merFöreläsning 2. Att uppbygga en bild av atomen. Rutherfords experiment. Linjespektra och Bohrs modell. Vågpartikel-dualism. Korrespondensprincipen
Föreläsning Att uppbygga en bild av atomen Rutherfords experiment Linjespektra och Bohrs modell Vågpartikel-dualism Korrespondensprincipen Fyu0- Kvantfysik Atomens struktur Atomen hade ingen elektrisk
Läs merFöreläsning 8 Elementarpartiklar, bara kvarkar och leptoner
Föreläsning 8 Elementarpartiklar, bara kvarkar och leptoner Bevarandelagar i reaktioner MP 13-3 Elementarpartiklarnas periodiska system Standard Modellen och kraftförening MP 13-4 Vad härnäst? MP 13-5
Läs merTentamen i fysik B2 för tekniskt basår/termin VT 2014
Tentamen i fysik B för tekniskt basår/termin VT 04 04-0-4 En sinusformad växelspänning u har amplituden,5 V. Det tar 50 μs från det att u har värdet 0,0 V till dess att u har antagit värdet,5 V. Vilken
Läs merLösningar del II. Problem II.3 L II.3. u= u MeV = O. 2m e c2= MeV. T β +=
Lösningar del II Problem II.3 Kärnan 14 O sönderfaller under utsändning av en positiv elektron till en exciterad nivå i 14 N, vilken i sin tur sönderfaller till grundtillståndet under emission av ett γ
Läs merMolekylmekanik. Matti Hotokka
Molekylmekanik Matti Hotokka Makroskopiskt material Består av enskilda molekyler Makroskopiskt material För att förstå det makroskopiska materialets egenskaper måste enskilda molekyler undersökas Modeller
Läs merLösningar del II. Problem II.3 L II.3. u u MeV O. 2m e c2= MeV T += MeV Rekylkärnans energi försummas 14N
Lösningar del II Problem II.3 Kärnan 14 O sönderfaller under utsändning av en positiv elektron till en exciterad nivå i 14 N, vilken i sin tur sönderfaller till grundtillståndet under emission av ett kvantum
Läs merIdealgasens begränsningar märks bäst vid högt tryck då molekyler växelverkar mera eller går över i vätskeform.
Van der Waals gas Introduktion Idealgaslagen är praktisk i teorin men i praktiken är inga gaser idealgaser Den lättaste och vanligaste modellen för en reell gas är Van der Waals gas Van der Waals modell
Läs mer2.4. Bohrs modell för väteatomen
2.4. Bohrs modell för väteatomen [Understanding Physics: 19.4-19.7] Som vi sett, är den totala energin för elektronen i väteatomen E = 1 2 mv2 = e2 8πɛ 0 r. Eftersom L = mvr för cirkulära banor, så kan
Läs merInstuderingsfrågor Atomfysik
Instuderingsfrågor Atomfysik 1. a) Skriv namn och laddning på tre elementarpartiklar. b) Vilka elementarpartiklar finns i atomkärnan? 2. a) Hur många elektroner kan en atom högst ha i skalet närmast kärnan?
Läs merSolens energi alstras genom fusionsreaktioner
Solen Lektion 7 Solens energi alstras genom fusionsreaktioner i dess inre När solen skickar ut ljus förlorar den också energi. Det måste finnas en mekanism som alstrar denna energi annars skulle solen
Läs merFysik, atom- och kärnfysik
Fysik, atom- och kärnfysik T.o.m. vecka 39 arbetar vi med atom- och kärnfysik. Under tiden får vi arbeta med boken Spektrumfysik f.o.m. sidan 229 t.o.m.sidan 255. Det finns ljudfiler i mp3 format. http://www.liber.se/kampanjer/grundskola-kampanj/spektrum/spektrum-fysik/spektrum-fysikmp3/
Läs merRepetition kärnfysik
Repetition kärnfysik Egenskaper hos kärnan Massa Radie (ev. deformationsparameter) Relativ förekomst Sönderfallssätt (,,), halveringstid t 1/2 Reaktionssätt Tvärsnitt, spinn, magnetiskt/elektriskt dipolmoment
Läs mer2.15. Teorin för flerelektronatomer
2.15. Teorin för flerelektronatomer [Understanding Physics: 19.15-19.16; 20.1-20.2] I det föregående avsnittet har vi sett hur strukturen för atomer med flere elektroner kan beskrivas kvalitativt med resultat
Läs merStrålningsfält och fotoner. Kapitel 23: Faradays lag
Strålningsfält och fotoner Kapitel 23: Faradays lag Faradays lag Tidsvarierande magnetiska fält inducerar elektriska fält, eller elektrisk spänning i en krets. Om strömmen genom en solenoid ökar, ökar
Läs merTENTAMEN I FASTA TILLSTÅNDETS FYSIK F3/KF3 FFY011
TENTAMEN I FASTA TILLSTÅNDETS FYSIK F3/KF3 FFY011 Tid: Lokal: 2011-03-18 förmiddag VV salar Hjälpmedel: Hjälpmedel: Physics Handbook, bifogad formelsamling, typgodkänd räknare eller annan räknare i fickformat
Läs merI princip gäller det att mäta ström-spänningssambandet, vilket tillsammans med kännedom om provets geometriska dimensioner ger sambandet.
Avsikten med laborationen är att studera de elektriska ledningsmekanismerna hos i första hand halvledarmaterial. Från mätningar av konduktivitetens temperaturberoende samt Hall-effekten kan en hel del
Läs merEn resa från Demokritos ( f.kr) till atombomben 1945
En resa från Demokritos (460-370 f.kr) till atombomben 1945 kapitel 10.1 plus lite framåt: s279 Currie atomer skapar ljus - elektromagnetisk strålning s277 röntgen s278 atomklyvning s289 CERN s274 och
Läs merKärnfysikaliska grunder för radioaktiva nuklider
Institutionen för medicin och vård Avdelningen för radiofysik Hälsouniversitetet Kärnfysikaliska grunder för radioaktiva nuklider Gudrun Alm Carlsson Department of Medicine and Care Radio Physics Faculty
Läs merTentamen: Atom och Kärnfysik (1FY801) Lördag 15 december 2012,
Tentamen: Atom och Kärnfysik (1FY801) Lördag 15 december 2012, 9.00-14.00 Kursansvarig: Magnus Paulsson (magnus.paulsson@lnu.se, 0706-942987) Kom ihåg: Ny sida för varje problem. Skriv ditt namn och födelsedatum
Läs mer