Atomin kvanttimekaaninen malli
|
|
- Outi Kinnunen
- 6 vuotta sitten
- Katselukertoja:
Transkriptio
1 Atomin kvanttimekaaninen mai Rutherfordin sironta Bohrin atomimai Kumaiikemäärän kvantittuminen Magneettinen momentti Zeemanin imiö Spin-rata-vuorovaikutus 1900 uvun aussa atomien rakenteen tutkijat tapasivat ns Sovayn konferensseissa , joiden yhteydessä käydyissä keskusteuissa kvanttimekaniikka ja atomiteoria saivat ähes nykyisen muotonsa
2 Sovay konferenssit Institut Internationa de Physique Sovay, Cinquieme Consei de Physique, Bruxees, 197." Back Row L-R: A. Piccard; E. Henriot; P. Ehrenfest; E. Herzen;T. de Donder, E. Schrodinger; E. Verschaffet; W. Paui; W. Heisenberg; R.H. Fower; L. Briouin. Midde row L-R: P. Debye; M. Knudsen; W.L. Bragg; H.A.Kramers; P.Dirac; A.H. Compton; L. debrogie; M. Born; N. Bohr. Front Row L-R: I. Langmuir; M. Panck; M. Curie; H.A. Lorentz; A. Einstein; P. Langevin; C. Guye; C.T.R. Wison; O.W. Richardson.
3 Atomin rakenneosien öytyminen Eektroninen öytäminen J. J. Thomson ( ) tutki eektroneita katodisädeputkea ja määräsi suhteen e/m vuonna 1897, Fysiikan Nobe 1906 Eektronit irtoavat katodita C ja kiihtyvät matkaa kohden koimointievyjä A ja B. Eektroneja voidaan poikkeuttaa sähkökentää (D-E), ja (tai) magneettikentää. Magneettikentässä : evb = FB = Sähkökentässä : ee = FE Säätämää FB = FE v = E / B 0. ( ) ( ) 1 (1/ ) 1 1/ ee Jos B = Newtonin mukaan y = at = x1 vx m ; x ee x1x e B x1 y = v yt = at1 = y 1 + y = + x1x vx m v m E x
4 Miikanin koe Robert Miikan ( ) määräsi eektronin varauksen öjypisarakokeea 1909 komen merkitsevän numeron tarkkuudea. Fysiikan Nobe 193. Kammiossa on satunnaisesti varautuneita öjypisaroita Jos E = 0 pisarat putoavat painovoimakentässä rajanopeudea v = mg R η = viskositeetti ( 6πη ) 9η 4 3 R = v f ; m = π R ρ ρ g 3 Kun Eqn on kohtisuoraan yöspäin rajanopeus on vn = ( qne mg ) / b missä b = ( 6πη R), qn = ne Pienin varauksen satunnainen muutos = akeisvaraus n,min f ( ) ( n,min ) v = ee mg / b e = v b + mg / E
5 Thomsonin ja Bohrin atomimait Rutherfordin ja Bohrin maeissa eektronit kiertävät massiivista positiivisen varauksen omaavaa ydintä Thomsonin maissa positiivinen ja negatiivinen aine ovat toistensa omassa jakaantuneena hyyteön tavoin Atomi tiedettiin normaaitiassa sähköisesti neutraaiksi. Lähes kaiken massan tiedettiin oevan positiivisessa osassa atomia.
6 Afa-hiukkasten sironta atomeista Ernest Rutherford ( ) tutki oppiaidensa Hans Geigerin ja Ernest Marsdenin kanssa atomien rakennetta 1909 afa-hiukkasia, jotka Rutherford arvei heium atomin ytimeksi. Rutherford sai 1908 kemian Nobein ydinhajoamisen tutkimuksesta. Rutherfordin ennakkokäsityksen mukaan Thomsonin atomissa afa-hiukkaset pysähtyisivät menettäessään energiaa pienininä erinä. Näin sirontakuma ei poikkeama hiukkasen akuperäisestä suunnasta täytyi jäädä pieneksi.
7 Rutherfordin sirontakoe 1/6 Skemaattinen mittausjärjestey ja sirontakumien määritemät. Afa-hiukkanen ja näytteen atomit ovat ikimain paosymmetrisiä, joten riippuvuus sirontakumasta φ on hyvin pieni. Todeinen koejärjestey: R-afaähde D- koimaattori, F-metaikavo, S- tuikeimaisin (väähtää afa-hiukkasen osuessa siihen), M-mikroskooppi jonka avua asketaan väähdykset.
8 Rutherfordin sirontakoe /6 Afa-hiukkanen on suurten kvanttiukujen ominaistiassa, jooin vastaavuusperiaatteen mukaan sen paikan odotusarvo noudattaa Newtonin iikeyhtäöä: Sironta voidaan kuvata kassisen fysiikan avua!! Yksinkertaisin erikoistapaus: Päittäinen törmäys. Afa-hiukkasen energia muuttuu Couombin potentiaaienergiaksi ja kääntäen jäeen iike-energiaksi. Rekyyiefekti otetaan huomioon suhteeisenmassan avua M ydinm µ = M + M ydin
9 Rutherfordin sirontakoe 3/6 Päittäinen törmäys : E Kin = 1 4πε 0 Zze D Käännepiste - etäisyys D 1 Zze 1 Zze = = 4πε E 4πε Mv 0 Kin 0 Rutherfordin afa-hiukkasten iikeenergia oi enimmiään n. 7,7 MeV. Tämä riittää ytimien väiseen heikkoon kosketuk-seen keveie metaeie kuten aumiinie. Täöin Rutherfordin mittaustuos ei vastannut enää teorian ennustetta. Jos afa-hiukkanen ei tunkeudu ytimeen siihen kohdistuu vain Couombin voima. Jos afa menee osin ytimen sisään siihen vaikuttaa myös ydinvoima.
10 Lähtötietoja: Rutherfordin sirontakoe 4/6 Hiukkasen kumaiikemäärä säiyy keskeiskentässä. Törmäys on symmetrinen peiitason suhteen = ajan kuun käänteinen symmetria. Kumaiikemäärä on vakio. Aussa L = Mv b (Kuvatason sisään L = r p ) 0 ( t ) Liikemäärän muutos peiitasossa (kuvan perusteea) : π θ θ pz = Mv0 cos = Mv0 sin (1)
11 Törmäysparametri ja sirontakuma Imussi = voiman integraai ajan suhteen: zze ( π θ ) / zze dt pz = Fzdt = cosψ dt = cos d ψ ψ 0 4πε 0r 4πε d 0r ψ Kumaiikemäärä on vakio : ( ψ ) L = Mr d dt = Mv0b Liikeee kaarevaa rataa pitkin: L = Mr p z ω Integroidaan + missä kumanopeus ( π θ ) / zze zze θ = cosψ dψ = cos 0 πε v b πε v b (1) & () b = πε zze 0Mv0 θ cot dψ v0b ω = dψ / dt = dt r () (3)
12 Rutherfordin sirontakoe 5/6 Differentiaainen vaikutusaa : Avaruuskumaan dω siroavien afahiukkasten virta σ d ( θ, φ ) dω = afahiukkasten vuo Kumadifferentiaai: dω = sinθdθdφ π 0 sinθdθ dφ = π sinθdθ ( ) (, ) ( ) Axiaaisymmetria σ d θ φ σ d θ Virta b-säteisen db-paksuisen renkaan äpi = virta avaruuskumaan I π bdb = Iσ d θ π sinθdθ b db σ d ( θ ) = sinθ dθ (4)
13 Sirontageometria (kertausta) Ne metaiatomin ydintä ähestyvät afahiukkaset, jotka äpäisevät renkaan b,b+db, siroavat avaruuskumaan, jota on merkitty siniseä renkaaa ytimen oikeaa puoea. Avaruuskuman suuruus on oikeanpuoeisen renkaan pinta-aa jaettuna sen etäisyyden neiöä ytimestä askien: dω = π sinθdθ Virta renkaan äpi = virta avaruuskumaan I π bdb = Iσ d ( θ ) π sinθdθ b db σ d ( θ ) = sinθ dθ dω
14 0 Rutherfordin sirontakoe 6/6 Derivoimaa yhtäö (3) 1 zze 4 θ σ d ( θ ) = sin 4πε 0 Mv 0 Kokonaisvaikutusaa määriteään π π π 0 0 d 0 ( ) d d ( ) σ = σ θ, φ sinθ θ φ = π σ θ, φ sinθ dθ π Rutherfordin sironnae π σ d θ, φ sinθ dθ siä 0 4 θ integraaissa sin sinθ divergoi noan ympäristössä (kokeie!). Tämä johtuu Couombin voiman äärettömästä kantamasta. d ( ) (5) Todeisuudessa vaikutusaa ei divergoi, siä atomin eektroniverho varjostaa Couombin voiman!!
15 Atomin ydinmain hyväksyminen Rutherfordin sirontakaavan (5) antamat tuokset oivat sopusoinnussa kokeiden kanssa. Tämä johti Thomsonin main hykäämiseen. Vain suuria törmäysenergioia havaittiin ydinvoimista johtuva poikkeama. Laskemaa afahiukkasen energiasta käännepiste-etäisyys saatiin karkeaksi arvioksi ydinvoimien kantamae ja myös aumiiniytimen säteee m.
16 Teorian ja kokeen vertaiua Geiger ja Marsden tekivät mittauksia useia eri metaikavoia. Oheinen kuva esittää tuoksia kokoogaritmiasteikoa. Huomaa, että suuret sirontakumat ovat ogaritmiasteikoa äheä asteikon akupäätä. Yksikköavaruuskumaan tuevien hiukkasten määrä aikayksikössä 1 zze 4 θ Log( N ) = LogI Log sin 4πε 0 Mv 0 Sininen viiva teoria, pisteet mittaustuoksia oistava yhteensopivuus
17 Sironta kovista paoista Kuvan perusteea θ b = Rsinφ = Rcos Sijoittamaa yhtäöön (4) b db σ d ( θ ) = = sinθ dθ R cos ( θ / ) sin ( θ / ) R = = sinθ 4 Kokonaisvaikutusaa π 0 R σ 0 = π sinθdθ = π R 4 Jokainen pao poistaa suihkusta oman poikkieikkauksensa aueee tuevat hiukkaset. Paon poikkieikkaus on πr
18 Makroskooppinen vaikutusaa Tarkasteaan ohutta evyä. Sirontakeskusten tiheys okoon n. Poikkipinnan A aueea on kavossa yhteensä nadx sirontakeskusta. Jos evy on ohut nämä kaikki sirottavat afa hiukkasia saman määrän (suihkun vaimeneminen on hidasta). dx Afahiukkasten kokonaissironta aata A: di = Iσ 0ndx Huomaa - merkki jos dx > 0 di < 0 (suihku vaimenee) di Σ x = ( niσ 0 ) I = I0e eksponentiaainen vaimeneminen!! dx Σ = n σ on makroskooppinen vaikutusaa 0
19 Bohrin atomimai 1/5 Bohrin mai yhdistää de Brogie aaonpituuden, kassisen ratakäsitteen ja sähköstatiikan
20 Bohrin atomimai /5 Vaikka Rutherfordia oi mieessä panetaarinen rakenne hän ei kyennyt seittämään mikä esti eektroneja säteiemästä SM-energiaa niiden iikkuessa ytimen ympäri Ehto seisovie aaoie : eektronin radan pituus = aaonpituuden monikerta π r = nλ Bohrin ehto kumaiikemäärän kvantittumisee : L = rp = m rv = nh π = n e Bohrin mai ratkaisi epästabiiisuusongeman eektroni saattoi siirtyä vain diskreettien ratojen väiä. Ain tia oi stabiii, koska eektronia ei voinut oa vähempää energiaa!
21 Bohr, Thomson ja Rutherford Väitetyään v 1911 Kööpenhaminassa Nies Bohr sai postdoc - stipendin Engantiin, missä hakeutui auksi Thomsonin aboratorioon Cambridgeen. Bohrin suhde Thomsoniin muodostui poeemiseksi hänen kerrottuaan Thomsonie mitä ajattei Thomsonin hyyteömaista. Jouukuussa 1911 Bohr tapasi Rutherfordin, joka oi juuri jukaissut oman ydinmaiteoriansa. Bohr päätti siirtyä Rutherfordin aboratorioon Manchesteriin maaiskuussa 191 Bohr argumentoimassa 1956
22 Bohrin atomimai 3/5 Yhdistetään kassista mekaniikkaa ja sähköstatiikkaa Ympyräradae: Bohrin ehto: e mev Ze = r 4πε 0r m rv = nh π Saittujen ratojen säteet : ε 0 n h ε 0 0 Bohrin säde: 0 e Z π mee n h r = = a a = = 5, π m Ze n = 1,,3, m
23 Bohrin mai 4/5 Eektronin energian kvantittuminen: 1 Ze Ze Kin p e Sijoitetaan: e 4π e0r 4πε 0 E = E + E = m v m v = r 0 Ze 1 E = Huomaa: EKin = E 4πε ( r) p ( Viriaaiteoreema) Energiatasot Rydbergin vakio 4 4 e R hcz m ; 1,,3,.. ee 3 0 ε 0 m e Z En = = n = R = 8ε h n n 8 h c
24 Bohrin main 5/5 E n 4 e 0h n m e Z = = 13,607 ev 8ε Z n Pääkvanttiuku: n = 1,,3,.. Vedye Heium + ionie Lithium ++ ionie Z Z Z = = = 1 3
25 Ytimen iikkeen vaikutus Suhteeinen iike: eektronin massa korvataan suhteeisea massaa 4 µ e µ 1 R = = R = R m m M 3 8ε 0 h c e 1 + e
26 Vetyatomin emissiospektri Fotonin energia : hf = E E = 1 RhcZ RhcZ = n n1 1 1 = RhcZ n1 n Rydberg- Ritz kaava = RZ λn 1n n 1 n
27 Paokoordinaatisto Paokoordinaatit x y z = = = r sinθ cos φ, r sinθ sinφ r cosθ.. ˆ Lz = ix y y x Paokoordinaateissa Lˆ z = i φ Muut komponentit vastaavasti
28 Kumaiikemäärän kvantittuminen Fysikaaisen suureen mahdoiset arvot = operaattorin ominaisarvot ˆ 1 1 L = sin θ + sin θ θ θ sin θ φ ˆ L Ym = ( + 1) Y m missä = 0,1,,3,.. Y m on paoharmoninen funktio Bohrin ehto L = n ; n = 1,,3,. pätee vain suuria kvanttiuvuia n 0 0 Y = 1 4π 1 m ± ± 1 = 3 4π cosθ ± 1 Y = 3 8π sinθ e 0 Kumafunktio Y Y 1 ± 4 ( θ ) = 5 4π 3cos 1 ± 1 Y = 15 8π sinθ cosθ e ± Y = 15 π sin ± iφ ± iφ θ e ± iφ
29 Suunnan kvantittuminen ( ) L = + 1 = 0,1,,3,..., ˆ Lz = i φ Lˆ Y = my z m m L = m m = 0, ± 1, ±,..., ± z
30 Kommutoivat operaattorit 1/ Kun eektroni on tiassa, m, jooin sen aatofunktio on paoharmoni Y, saamme mitatessamme kumaiike - m z ( 1) määrä vektorin pituuden aina tuokseksi + ja mitatessamme L :n arvon saamme aina m Jos mittaamme täe eektronie Lx :n arvon saamme tuokseksi jonkun arvoista m; m =, + 1,... 1, ( + 1mahdoista arvoa). Ei siis oe mahdoista tuntea tarkasti kuin yksi kumaiikemäärävektorin komponenteista vektorin pituuden isäksi.
31 Kommutoivat operaattorit / Matemaattisemmin tämä imenee siitä, että operaattori Lˆ ja Lˆ z kommutoivat ts. kaikie funktioie f ( r) ˆ ˆ ˆ ˆ ˆ ˆ ˆ ˆ ˆ ˆ ˆ ˆ L Lz f ( r) = LzL f ( r) L Lz = LzL L Lz LzL = 0 ˆ ˆ ˆ ˆ L L ˆ Kommutaattoreita merkitään : z LzL L, Lˆ z Kokeiemaa voit havaita, että Lˆ, ˆ ˆ z Lx= ily. Täöin operaattoreia ei oe yhteisiä ominaistioja, joissa eektronin kumaiikemäärävektorin moemmia kompo - nenteia oisi tarkka - arvo. [ ˆ ] Kokeiemaa voit todeta, että x, px = i ja x, pˆ y = 0. Eektroni ei siis voi oa tiassa, jossa sekä x että px tunnetaan tarkasti. Sen sijaan x ja p voidaan tuntea tarkasti! y
32 Kumaiikemäärien merkitseminen Keskeiskenttäiikkeen kumaiikemäärätiat ja niiden degeneraatiot. Sivukvanttiuku Symboi s p d f g h Degeneraatio, g = Degeneraatioa tarkoitetaan yä sivukvanttiukuun iittyvien magneettisen aitiojen m ukumäärää: m + = 1 = + 1 Energia ei riipu magneettisesta kvanttiuvusta, jos atomi ei oe ukoisessa magneettikentässä.
33 Vedyn Schrödingerin yhtäö Muuttujien separointi: ( r,, ) = R ( r) Y (, ) ψ θ φ θ φ nm n m ( ) m = + ( + 1) d d Z + R( r) E ( ) ( ) ( ) + p r R r = EH R r m e dr r dr r n Lˆ Y 1 Y Lˆ Y = my z m m m Side - ehdot kvanttiuvuie : = 0,..., n 1; m =,..., +
34 Vedyn suunnatut p-orbitaait Suunnatut p-orbitaait ovat paoharmonien Y1 m ; m = 1,0,1, ineaarikombinatioita. Kun atomi on osana moekyyiä eektroneie on energeettisesti eduisempaa hakeutua näie suunnatuie tioie, kuin jäädä puhtaaseen paoharmonitiaan. p - orbitaait p = 3 4π cosθ p p z x y = 3 4π sinθ cosφ = 3 4π sinθ sinφ
35 D - orbitaait d 3z r Vedyn d-orbitaait ( θ ) = 5 16π 3cos 1 d d d xz yz x = = y 15 4π sinθ cosθ cosφ 15 4π sinθ cosθ sinφ = 15 4π sin θ cos φ d xy = 15 4π sin θ sin φ Suunnatut d-orbitaait ovat paoharmonien ineaarikombinatioita. Y m ; m =, 1,0,1,
36 Radiaainen eektronitiheys Radiaainen eektronitiheys kuvaa eektronin toden - näköisyyttä sijaita eri etäisyyksiä ytimestä [ r r + dr] ( ) = ψ (, θ, φ ) = ( ) ( θ, φ ) Todennäköisyys, että eektroni on paokuorea Pao kuori nm n m Pao kuori, : P r dr r dv R r Y dv Tiavuusdifferentiaai dv = r sinθdrdθ dφ π π P( r) dr = R n ( r) r dr Ym ( θ, φ ) dφsin θdθ = R ( ) n r r dr 0 0 ( ) ( ) P r = R r r = ytimestä asketun etäisyyden yksikköä kohden. n eektronin esiintymistodennäköisyys =
37 0 0 Y = 1 4π 1 m ± ± 1 1 ± 4 Radiaai- ja kumaosat = 3 4π cosθ ± 1 Y = 3 8π sinθ e 0 Kumafunktio n Rn ( r) ( ρ = Zr na0 ) Y Y ( θ ) = 5 4π 3cos 1 ± 1 Y = 15 8π sinθ cosθ e ± Y = 15 π sin ± iφ ± iφ θ e ± iφ 0 3 Z 1 0 R10 ( r) = e a 0 0 ρ 3 1 Z 0 R0 ( r) = ( ρ ) e a Z R1 ( r) = ρe 6 a 3 ρ ρ 1 Z ( ) = ( ρ + ρ ) ρ ρ 0 R30 r 6 6 e 9 3 a 1 Z 3 1 R31 ( r) = ρ ( 4 ρ ) e 9 6 a 1 Z R3 ( r) = ρ e 9 30 a ρ
38 Orbitaaien radiaaiosat
39 Eektronin potentiaaienergia Keskipakoispotentiaaienergia d u ( + 1) + E p + u Eu m = e dr mr ( + 1) E = E r + ( ) p, eff p mer u( r) = rr( r) Korkeammassa kumaiikemäärätiassa eektronin potentiaaienergia kasvaa nopeasti pieniä etäisyyksiä. Tämä työntää aatofunktiota uospäin.
40 Eektronin magneettinen momentti Eektronin rataiikkeestä aiheutuu virta jonka suuruus on I = e ( ω π ) Ympyräradan pinta - aa on S = π r joten kassisen sähkömagnetismin mukaan e M = IS = e( ω π ) π r = rm eωr me e e M = rm ev = L Vektorimuodossa me me e e e M L = L; M L = L z z = m = µ Bm me me me e missä Bohrin magnetoni µ B = m e
41 Atomi ukoisessa magneettikentässä Jo vuonna 1890 hoantiainen fyysikko Pieter Zeeman ( ) oi havainnut kaasuatomien spektriviivojen hajoavan komeen osaan kun kaasu oi ukoisessa magneettikentässä. Zeeman sai työstään fysiikan Nobein 190. Arnod Sommerfed ( ) seitti Zeemanin havainnon 1916 siä, että rataiikkeen magneettinen momentti ja ukoisen kentän keskinäinen suunta vaikutti magneettisen momentin ja ukoisen kentän väisen vuorovaikutusenergian suuruuteen. Myöhemmin spektriviivojen muutoksissa ukoisessa magneettikentässä havaittiin isää yksityiskohtia. Jos eektronin spinmagneettinen momentti on hyvin heikko puhutaan normaaista muutoin anomaaisesta Zeeman efektistä.
42 Normaai Zeemanin imiö Energia magneettikentässä EBL = M L B = e = L B me Vaitaan B z - aksei e e EBL = L B = me m = µ BBm, missä m =. + 1,..., 1, e L B z Vaintasäännöt sähködipoitransitioissa = 0, ± 1 m
43 Zeeman efekti d-orbitaaeie Kassisen teorian mukaan spektriviiva tuisi evenemään hieman enemmän kuin äärimmäisten magneettisten aitiojen energia ero. Tämä aiheuttaisi optiseen spektriin yhden hyvin eveän viivan komen eriisen viivan (muista vaintasääntö!) sijaan.
44 Eektronin spin Spin on eektronin sisäinen kumaiikemäärä. Spin on ominaisuus, joka voidaan johtaa kvanttisähködynamiikasta. Kokeeisesti on havaittu, että eektronin spinvektorin pituus on aina sama ja spiniä on kaksi mahdoista suuntaa. Anaogia rataiikkeeseen ehdottaa: Kaksi suuntaa ms = s, + s yhden väein s = 1 s = 1/ Yksinkertaisin mahdoisuus : ˆ 3 S χm = s( s + 1 ) χ ; 1/ s m = χ s 4 m s = s Sˆ χ = mχ ; m = ± 1/ z m s m s s s
45 Spinmagneettinen momentti Spinin voidaan ajatea muodostuvan varaustiheyden kiertyessä eektronin aksein ympäri (Samue Goudsmit ja George Uhenbeck 195) Eektronin magneettisen momentin ja spinin suhde on e M = g S S me missä gyromagneettinen suhde gs,004. Tasaisesti varatue paoe g =. Spinmagneettisen momentin ja ukoisen kentän vuorovaikutus on e EBS = MB = g SmsB = µ B gsmsb me missä m = ± 1/. s S
46 Heikko spin-rata vuorovaikutus Jos spinratavuorovaikutus on hyvin heikko rata- ja spinmagneettinen momentti vuorovaikuttavat riippumattomasti ukoisen kentän kanssa. Vasemmassa aidassa B=0. Keskeä B on noasta poikkeava mutta spinmagneettinen momentti = 0. Oikeaa B ja moemmat magneettiset momentit ovat noasta poikkeavat. Tiat eikkaavat koska g S >
47 Hopea-atomin suuntakvantisointi Otto Stern ja Wather Herach tutkivat hopea-atomin magneettisen momentin suuntakvantittumista 19 (ennen kuin eektronin spin ymmärrettiin) Kun magneettikenttä B=0 atomit osuvat kokoojaevyä samae viivae (a), jos epähomogeeninen kenttä on päää suihku hajoaa kahteen osaan. Jos eektronisuihku johdetaan epähomogeeniseen kenttään sähköisten ja magneettisten voimien yhteisvaikutus hävittää efektin.
48 M E F S e = g s S me = MB = µ g m B p B S s Sternin ja Gerachin koe Neutraaiin atomiin kohdistuu vain kenttägradientista aiheutuva voima: B = E ˆ p = g S µ Bms k z Siirtymä = (1/ ) at missä a = F / M ; M hopea-atomin massa t = L / v; L magneetin pituus, v atomin nopeus Huomaa, että atomin magneettinen momentti ei ehdi kääntyä (ja emittoida fotonia) sinä aikana jona atomi on magneettikentässä
49 Kumaiikemäärän ja spinin summa Koska spinin suunta on kvantittunut mieivataisen referenssiaksein suhteen on uonnoista ajatea, että myös L ja S vektorit voivat oa vain kahdessa kumassa toisiinsa nähden. Kumaiikemäärien summavektoria voi siis oa vain kaksi eri pituutta. ( 1) ( 1) L = + S = s s + L = m S = m z z s m =,.. + m = ± 1/ Kokonaiskumaiikemäärä toteuttaa samat yhtäöt ( ) ( ) J = j j + 1, J = m, m = ± j, ± j 1,... z s
50 Kumaiikemäärän ja spinin summa Kuvan perusteea J :n pituudea voi oa vain kaksi arvoa. Lisäksi: J < L + S J > L S Koska kumaiikemäärä ja spin ovat vain osin yhden - tai vastakkaisuuntaiset. Jos oetamme, että j = puoiuku tai kokonaisuku, ehdot j( j + 1) < ( + 1) + 3 / j( j + 1) > ( + 1) 3 / toteuttaa ainoastaan j = + 1/ ja j = 1/ muia vainnoia toinen ehdoista ei toteudu.
51 Spin-rata vuorovaikutus Eektronia on yeisesti kaksi magneettista momenttia, jotka vuorovaikuttavat keskenään kuten kaksi magneettia. Ne pyrkivät tiaan jossa magneettimomentit ovat vastakkaissuuntaiset. Magneettien vuorovaikutus on me ESL = a S L a e M M = S L Vektorisumman perusteea 1 J = L + S + L S L S = j ( j 1) ( 1) s( s 1) a E SL = j ( j 1) ( 1) s( s 1) e 1 de p p Voidaan osoittaa : a( r) = ( = m c r dr e E Couombin ) pot. energia
52 Jos ukoinen kenttä = 0, eektronin kokonaiskumaiikemäärä J on iikevakio. Ms ja M L kiertävät J:n suunnan ympäri ja niiden summavektori on keskimäärin vastakkainen J:n suuntaan nähden. Landen g-tekijä e e 1 + S J M ave = ( M J / J ) J / J = ( J + S ) JJ / J = m e m J e J e S J j ( j + 1) + s( s + 1) ( + 1) M ave = gj ; g = 1+ = 1+ m e J j ( j + 1)
53 Anomaainen Zeemanin efekti Z Kokonaisenergia = EH + an L S M ave B n Z a E n e H + [ j ( j + 1) ( + 1) s( s + 1) ] + gmb n m e Lande - tekijä S J g = 1+ = J j j 1+ ( + 1) + 3/ 4 + ( + 1) j ( j + 1) =
54 Rutherfordin sironta Yhteenveto 1/6 1 Zze 1 Zze Lyhin kohtausetäisyys : D = = 4πε E 4πε Mv Rutherfordin sirontavaikutusaa : σ Kokonaissirontavaikutusaa : 0 Kin 0 0 d ( θ ) = 4π Makroskooppinen vaikutusaa : Σ = ρσ ρ = atomien km tiavuusyksikössä ( ) Suihkun vaimeneminen: 0 (, ) 1 zze 4 θ = sin 4πε 0 Mv 0 σ σ θ φ dω ρσ x 0 0 = = 0 I I e I e d 0 ; Σ x
55 Bohrin atomimai Saittujen ratojen säteet : Yhteenveto /6 ε 0 n h ε 0 0 Bohrin säde: 0 e Z π mee n h r = = a a = = 5, π m Ze n = 1,,3, m Energiatasot Rydbergin vakio 4 4 e R hcz m ; 1,,3,.. ee 3 0 ε 0 m e Z En = = n = R = 8ε h n n 8 h c
56 Fotoemissiospektri: Yhteenveto 3/6 RhcZ RhcZ n n 1 n1 n hf = E E = = RhcZ Kumaiikemäärän kvantittuminen ˆ 1 1 L = sin θ + sin θ θ θ sin θ φ ˆ L Ym = ( + 1) Y m missä = 0,1,,3,.. Kumaiikemäärän z - komponentin kvantittuminen Lˆ z = i φ Lˆ Y = my z m m Y m on paoharmoninen funktio L = m m = 0, ± 1, ±,..., ± z
57 Yhteenveto 4/6 Keskeiskenttäiikkeen kumaiikemäärätiat ja niiden degeneraatiot. Sivukvanttiuku Symboi s p d f g h Degeneraatio, g = ( ) ( ) P r = R r r = ytimestä asketun etäisyyden yksikköä kohden. n eektronin esiintymistodennäköisyys Vektorimuodossa e e e M = L; M = L = m = µ m z me me me e missä Bohrin magnetoni µ B = m L L z B e
58 Yhteenveto 5/6 Normaai Zeemanin efekti:energia magneettikentässä e EBL = M L B = L B me Vaitaan B z - aksei e e E = L B = L B = µ Bm me me missä m =. + 1,..., 1, BL z B Eektronin spin Kaksi suuntaa ms = s, + s, yhden väein s = 1 s = 1/ Yksinkertaisin mahdoisuus : ˆ 3 S χm = s( s + 1 ) χ ; 1/ s m = χ s 4 m s = s Sˆ χ = mχ ; m = ± 1/ z m s m s s s,
59 Yhteenveto 6/6 Eektronin magneettisen momentin ja spinin suhde e M = g SS me missä gyromagneettinen suhde g,004. Kokonaiskumaiikemäärä J = L + S ( ) ( ) J = j j + 1, J z = m, m = ± j, ± j 1,... j = ± 1/ Spin-rata vuorovaikutus me ESL = am S M L = as L e 1 L S = j ( j 1) ( 1) s( s 1) a E SL = j ( j + 1) ( + 1) s( s + 1) S
Atomin kvanttimekaaninen malli
Atomin kvanttimkaaninn mai Ruthrfordin sironta Bohrin atomimai Kumaiikmäärän kvantittuminn Magnttinn momntti Zmanin imiö Spin-rata-vuorovaikutus 1900 uvun aussa atomin rakntn tutkijat tapasivat ns Sovayn
LisätiedotKvanttifysiikan perusteet 2017
Kvanttifysiikan perusteet 207 Harjoitus 2: ratkaisut Tehtävä Osoita hyödyntäen Maxwellin yhtälöitä, että tyhjiössä magneettikenttä ja sähkökenttä toteuttavat aaltoyhtälön, missä aallon nopeus on v = c.
Lisätiedotρ = qψ ψ ja pallokoordinaatiston differentiaalielementti * 2 3 * l lm 1 ml
S-6 FSIIKKA IV (Sf) Kevät 5 LHSf Ratkaisut LHSf- Vaausjakauman ρ( ) dipoimomentti määiteään ( ) zρdv ja quadupoimomentti z ρdv (a) Osoita että dipoimomenttiopeaattoin odotusavo on noa kaikie vedyn stationääisie
LisätiedotAikariippuva Schrödingerin yhtälö
Aineaaltodynamiikka Aineaaltokenttien riippuvuus ajasta aikariippuva Schrödingerin yhtälö Stationääriset ja ei-stationääriset tilat Aaltopaketit Kvanttimekaniikan postulaatit Aikariippuva Schrödingerin
LisätiedotCh2 Magnetism. Ydinmagnetismin perusominaisuuksia.
Ch2 Magnetism Ydinmagnetismin perusominaisuuksia. Sähkömagneettinen kenttä NMR-spectroskopia perustuu ulkoisten SM-kenttien ja ytimen magneettisen momentin väliseen vuorovaikutukseen. Sähkökenttä E ja
LisätiedotMonen elektronin atomit
Monen eektronin atomit Heium atomi Keskimääräisen kentän approksimaatio Aatofunktion symmetria hiukkasvaihdossa Pauin kietosääntö Akuaineiden jaksoinen järjestemä Heiumin emissiospektri Vety Heium Vedyn
Lisätiedot8. MONIELEKTRONISET ATOMIT
8. MONIELEKTRONISET ATOMIT 8.1. ELEKTRONIN SPIN Epärelativistinen kvanttimekaniikka selittää vetyatomin rakenteen melko tarkasti, mutta edelleen kokeellisissa atomien energioiden mittauksissa oli selittämättömiä
Lisätiedot4πε. on molekyylin ionisaatioenergia eli energia, joka vaaditaan elektronin siirtämiseen K:lta Cl:lle. (a) Potentiaalin attraktiivinen osa on 2
S-446 FYSKKA V (Sf Kevät 5 LHSf4 Ratkaisut - LHSf4- K - ja C -ionien tasapainoetäisyys KC oekyyissä on r = 67 n (a Laske ionien väinen attraktiivinen potentiaaienergia oettaaa että ionit ovat pistevarauksia
LisätiedotCh7 Kvanttimekaniikan alkeita. Tässä luvussa esitellään NMR:n kannalta keskeiset kvanttimekaniikan tulokset.
Ch7 Kvanttimekaniikan alkeita Tässä luvussa esitellään NMR:n kannalta keskeiset kvanttimekaniikan tulokset. Spinnittömät hiukkaset Hiukkasta kuvaa aineaaltokenttä eli aaltofunktio. Aaltofunktio riippuu
LisätiedotAtomien rakenteesta. Tapio Hansson
Atomien rakenteesta Tapio Hansson Ykköskurssista jo muistamme... Atomin käsite on peräisin antiikin Kreikasta. Demokritos päätteli alunperin, että jatkuva aine ei voi koostua äärettömän pienistä alkeisosasista
LisätiedotMS-A0305 Differentiaali- ja integraalilaskenta 3 Luento 10: Stokesin lause
MS-A0305 Differentiaali- ja integraalilaskenta 3 Luento 10: Stokesin lause Antti Rasila Matematiikan ja systeemianalyysin laitos Aalto-yliopisto Syksy 2016 Antti Rasila (Aalto-yliopisto) MS-A0305 Syksy
LisätiedotAineaaltodynamiikkaa
Aineaaltodynamiikkaa Aineaaltokenttien riippuvuus ajasta aikariippuva Schrödingerin yhtälö Stationääriset ja ei-stationääriset tilat Aaltopaketit Kvanttimekaniikan postulaatit = kuinka hiukkasen fysikaaliset
LisätiedotJ 2 = J 2 x + J 2 y + J 2 z.
FYSA5 Kvanttimekaniikka I, Osa B.. tentti: 4 tehtävää, 4 tuntia. Tarkastellaan pyörimismääräoperaattoria J, jonka komponentit toteuttavat kommutaatiorelaatiot [J x, J y ] = i hj z, [J y, J z ] = i hj x,
LisätiedotLuento Atomin rakenne
Luento 10 5. Atomin rakenne Vetatomi Ulkoisten kenttien aiheuttama energiatasojen hajoaminen Zeemanin ilmiö Elektronin spin Monen elektronin atomit Röntgensäteiln spektri 1 Schrödingerin htälö kolmessa
LisätiedotYdin- ja hiukkasfysiikka: Harjoitus 1 Ratkaisut 1
Ydin- ja hiukkasfysiikka: Harjoitus Ratkaisut Tehtävä i) Isotoopeilla on sama määrä protoneja, eli sama järjestysluku Z, mutta eri massaluku A. Tässä isotooppeja keskenään ovat 9 30 3 0 4Be ja 4 Be, 4Si,
Lisätiedot1. (a) (2p.) Systeemin infinitesimaalista siirtoa matkan ɛ verran esittää operaattori
FYSA5 Kvanttimekaniikka I, Osa B 7.. tentti: 4 tehtävää, 4 tuntia. a) p.) Systeemin infinitesimaalista siirtoa matkan ɛ verran esittää operaattori T ɛ) = iɛ h P. Osoita tämän avulla, että äärellistä siirtoa
LisätiedotS Fysiikka III (EST) Tentti ja välikoeuusinta
S-437 Fysiikka III (EST) Tentti ja välikoeuusinta 65007 Välikoeuusinnassa vastataan vain kolmeen tehtävään Kokeesta saatu pistemäärä kerrotaan tekijällä 5/3 Merkitse paperiin uusitko jommankumman välikokeen,
LisätiedotAtomimallit. Tapio Hansson
Atomimallit Tapio Hansson Atomin käsite Atomin käsite on peräisin antiikin Kreikasta. Filosofi Demokritos päätteli (n. 400 eaa.), että äärellisen maailman tulee koostua äärellisistä, jakamattomista hiukkasista
LisätiedotOppikirja (kertauksen vuoksi)
Oppikirja (kertauksen vuoksi) Luento seuraa suoraan oppikirjaa: Malcolm H. Levitt: Spin Dynamics Basics of Nuclear Magnetic Resonance Wiley 2008 Oppikirja on välttämätön sillä verkkoluento sisältää vain
Lisätiedot= vakio = λ. V (x) V (0) = V (l) = 0.
6. Aatoyhtäö I 6.1. Ratkaisu Fourier-sarjojen avua. Oetetaan, että värähteevän angan muodon hetkeä t = määrää funktio u ja nopeuden funktio u 1. Otetaan tehtäväksi määrätä seuraavan akuarvo- reuna-arvotehtävän
LisätiedotDifferentiaali- ja integraalilaskenta 3 Mallit laskuharjoitukseen 3 /
MS-A3x Differentiaali- ja integraalilaskenta 3, IV/6 Differentiaali- ja integraalilaskenta 3 Mallit laskuharjoitukseen 3 / 9..-.3. Avaruusintegraalit ja muuttujanvaihdot Tehtävä 3: Laske sopivalla muunnoksella
Lisätiedot3.1 Varhaiset atomimallit (1/3)
+ 3 ATOMIN MALLI 3.1 Varhaiset atomimallit (1/3) Thomsonin rusinakakkumallissa positiivisesti varautuneen hyytelömäisen aineen sisällä on negatiivisia elektroneja kuin rusinat kakussa. Rutherford pommitti
LisätiedotKorkeammat derivaatat
Korkeammat derivaatat Jo kerran derivoitu funk1o voidaan derivoida uudelleen. d df(x) dx dx = d2 f(x) dx 2 = f''(x) = f 2 (x) Yleisemmin merkitään: d n f(x) dx n = f n (x) Esimerkki: 2 atominen molekyyli
LisätiedotDifferentiaali- ja integraalilaskenta 3 Mallit laskuharjoitusviikkoon 5 /
M-A5 ifferentiaali- ja integraalilaskenta, I/17 ifferentiaali- ja integraalilaskenta Mallit laskuharjoitusviikkoon 5 / 9. 1.1. Alkuviikon tehtävät Tehtävä 1: Määritä (ilman Gaussin lausetta) vektorikentän
LisätiedotLuento 6: Suhteellinen liike ja koordinaatistomuunnoksia
Luento 6: Suhteellinen liike ja koordinaatistomuunnoksia Suhteellinen translaatioliike Suhteellinen pyörimisliike Tyypillisiä koordinaatistomuunnoksia extraa 1 / 31 Luennon sisältö Suhteellinen translaatioliike
LisätiedotKorkeammat derivaatat
Korkeammat derivaatat Jo kerran derivoitu funk6o voidaan derivoida uudelleen. d! df(x) $ dx " # dx % & = d2 f(x) = f''(x) = f (2) (x) dx 2 Yleisemmin merkitään: d n f(x) dx n = f (n) (x) Esimerkki: 2-
Lisätiedot(1) (2) Normalisointiehdoksi saadaan nytkin yhtälö (2). Ratkaisemalla (2)+(3) saamme
S-446 Fysiikka IV (Sf) Tentti 3934 Oletetaan, että φ ja φ ovat ajasta riippumattoman Scrödingerin yhtälön samaan ominaisarvoon E liittyviä ominaisfunktioita Nämä funktiot ovat normitettuja, mutta eivät
LisätiedotLukuteorian kertausta ja syvennystä
Lukuteorian kertausta ja syvennystä Tehtäviä jaoisuudesta 1. Okoot a, b, c ja d kokonaisukuja, joie a c ja (a c) (ab + cd). Osoita, että (a c) (ad + bc).. Okoon n pariton positiivinen kokonaisuku. Osoita,
LisätiedotATOMIN KVANTTIMEKAANINEN MALLI...133
ATOMIN KVANTTIMEKAANINEN MALLI...133 4.1 Johdanto...133 4. Atomin ydinmallin kehittyminen...134 4.3 Rutherfordin sironta...136 4.4 Rutherfordin sironnan kulmariippuvuus...138 4.5 Makroskooppisen vaikutusalan
LisätiedotTÄSSÄ ON ESIMERKKEJÄ SÄHKÖ- JA MAGNETISMIOPIN KEVÄÄN 2017 MATERIAALISTA
TÄSSÄ ON ESMERKKEJÄ SÄHKÖ- JA MAGNETSMOPN KEVÄÄN 2017 MATERAALSTA a) Määritetään magneettikentän voimakkuus ja suunta q P = +e = 1,6022 10 19 C, v P = (1500 m s ) i, F P = (2,25 10 16 N)j q E = e = 1,6022
LisätiedotNyt n = 1. Tästä ratkaistaan kuopan leveys L ja saadaan sijoittamalla elektronin massa ja vakiot
S-1146 Fysiikka V (ES) Tentti 165005 1 välikokeen alue 1 a) Rubiinilaserin emittoiman valon aallonpituus on 694, nm Olettaen että fotonin emissioon tällä aallonpituudella liittyy äärettömän potentiaalikuopan
LisätiedotTiivistelmät kvanttifysiikan monisteen lukuihin 4-7
Tiivistmät kvanttifysiikan monistn ukuihin 4-7 Luku IV: Yhtnvto /6 Ruthrfordin sironta Zz Zz Lyhin kohtaustäisyys : D 4πε E 4πε Mv 0 Kin 0 zz 4 θ Ruthrfordin sirontavaikutusaa : σd () θ sin 4πε 0 Mv 0
Lisätiedot766334A Ydin- ja hiukkasfysiikka
1 76633A Ydin- ja hiukkasfysiikka Luentomonistetta täydentävää materiaalia: 3 5-3 Kuorimalli Juhani Lounila Oulun yliopisto, Fysiikan laitos, 011 Kuva 7-13 esittää, miten parillis-parillisten ydinten ensimmäisen
LisätiedotRatayhtälö ja Keplerin lait
Ratayhtälö ja Kelerin lait ε = LY r = 1 + 2El2 mk 2 K-I Planeettarata on ellisi eli sille ε = 1 + ε cos ϕ ; = l2 mk ε = 0 ymyrä = eksentrisyys; 0 < ε < 1 ellisi ε = 1 araabeli ε > 1 hyerbeli r on etäisyys
Lisätiedot5.9 Voiman momentti (moment of force, torque)
5.9 Voiman momentti (moment of force, torque) Voiman momentti määritellään ristitulona M = r F missä r on voiman F vaikutuspisteen paikkavektori tarkasteltavan pisteen suhteen Usean voiman tapauksessa
LisätiedotTilavuusintegroin. f(x,y,z)dxdydz. = f(x,y,z)dx dy
z 2 y 2 x 2 z y x Tilavuusintegroin. f(x,y,z)dxdydz z 2 y 2 x 2 = f(x,y,z)dx dy dz z y x Tyypillises. kemian sovelluksissa f(x,y,z) on massa.heys, jolloin integraalin arvo on massa alueella jota integroin.rajat
LisätiedotJakso 1: Pyörimisliikkeen kinematiikkaa, hitausmomentti
Jakso 1: Pyörimisliikkeen kinematiikkaa, hitausmomentti Kertausta Ympyrärataa kiertävälle kappaleelle on määritelty käsitteet kulmanopeus ja kulmakiihtyvyys seuraavasti: ω = dθ dt dω ja α = dt Eli esimerkiksi
LisätiedotSMG-5250 Sähkömagneettinen yhteensopivuus (EMC) Jari Kangas Tampereen teknillinen yliopisto Elektroniikan laitos
SMG-5250 Sähkömagneettinen yhteensopivuus (EMC) Jari Kangas jari.kangas@tut.fi Tampereen teknillinen yliopisto Elektroniikan laitos Sähkömagnetiikka 2009 1 Sähköstatiikka Coulombin laki ja sähkökentän
LisätiedotAtomimallit. Tapio Hansson
Atomimallit Tapio Hansson Atomin käsite Atomin käsite on peräisin antiikin Kreikasta. Filosofi Demokritos päätteli (n. 400 eaa.), että äärellisen maailman tulee koostua äärellisistä, jakamattomista hiukkasista
Lisätiedot2 Keskeisvoimakenttä. 2.1 Newtonin gravitaatiolaki
2 Keskeisvoimakenttä 2.1 Newtonin gravitaatiolaki Newton oletti, että kappale, jolla on massa m 1, vaikuttaa etäisyydellä r 12 olevaan toiseen kappaleeseen, jonka massa on m 2, gravitaatiovoimalla, joka
LisätiedotLuento 4: Suhteellinen liike ja koordinaatistomuunnoksia
Luento 4: Suhteellinen liike ja koordinaatistomuunnoksia Suhteellinen translaatioliike Pyörimisliikkeestä Suhteellinen pyörimisliike Tyypillisiä koordinaatistomuunnoksia Luennon sisältö Suhteellinen translaatioliike
LisätiedotKorkeammat derivaatat
Korkeammat derivaatat Jo kerran derivoitu funk1o voidaan derivoida uudelleen. d dx! " # df(x) dx $ % & = d2 f(x) = f''(x) = f (2) (x) dx 2 Yleisemmin merkitään: d n f(x) dx n = f (n) (x) Esimerkki: 2-
LisätiedotKvanttimekaniikka I tentti : 4 tehtävää, 4 tuntia
Kvanttimekaniikka I.. 4 tentti : 4 tehtävää, 4 tuntia. (a (p. Olkoon H systeemin Hamiltonin operaattori, ja A jotakin observaabelia kuvaava operaattori. Johda Ehrenfestin teoreema d A dt = ī [A, H] + A
LisätiedotDifferentiaali- ja integraalilaskenta 3 Mallit 2 (alkuviikko) / Syksy 2016
MS-A35 Differentiaali- ja integraalilaskenta 3 Differentiaali- ja integraalilaskenta 3 Mallit 2 (alkuviikko) / Syksy 216 Tuntitehtävä 1: Laske sylinterikoordinaatteja käyttämällä sen kappaleen tilavuus,
LisätiedotLuento 10: Työ, energia ja teho. Johdanto Työ ja kineettinen energia Teho
Luento 10: Työ, energia ja teho Johdanto Työ ja kineettinen energia Teho 1 / 23 Luennon sisältö Johdanto Työ ja kineettinen energia Teho 2 / 23 Johdanto Energia suure, joka voidaan muuttaa muodosta toiseen,
LisätiedotSähköstatiikka ja magnetismi Coulombin laki ja sähkökenttä
Sähköstatiikka ja magnetismi Coulombin laki ja sähkökenttä Antti Haarto.5.13 Sähkövaraus Aine koostuu Varauksettomista neutroneista Positiivisista protoneista Negatiivisista elektroneista Elektronien siirtyessä
LisätiedotDerivoimalla kerran saadaan nopeus ja toisen kerran saadaan kiihtyvyys Ña r
Vuka HT 4 Tehtävä. Lyhyenä alustuksena tehtävään johdetaan keskeiskiihtyvyys tasaisessa pyörimisessä. Meillä on ympyräradalla liikkuva kappale joka pyörii vakiokulmanopeudella ω dϕ säteellä r origosta.
LisätiedotS Fysiikka III (Est) 2 VK
S-37 Fysiikka III (Est) VK 500 Tarkastellaan vedyn p energiatasoa a) Mikä on tämän tason energia Bohrin mallissa? b) Oletetaan että spinratavuorovaikutus voidaan jättää huomiotta Kirjoita kaikki tähän
LisätiedotL a = L l. rv a = Rv l v l = r R v a = v a 1, 5
Tehtävä a) Energia ja rataliikemäärämomentti säilyy. Maa on r = AU päässä auringosta. Mars on auringosta keskimäärin R =, 5AU päässä. Merkitään luotaimen massaa m(vaikka kuten tullaan huomaamaan sitä ei
LisätiedotLisävaatimuksia aaltofunktiolle
Lisävaatimuksia aaltofunktiolle (1) Koska Ψ*Ψ on äärellinen => Ψ on äärellinen. () Koska P = Ψ*Ψdτ => Ψ on yksiselitteinen. (3) Ψ on jatkuva. (4) dψ/dτ on jatkuva. Esimerkki Epäkelpoja aaltofunktioita
LisätiedotEnergian säilymislain perusteella elektronin rekyylienergia on fotnien energioiden erotus: (1)
S-11446 Fysiikka IV (Sf), I Väliko 544 1 Osoita, ttä Comptonin sironnassa lktronin suurin mahdollinn rkyylinrgia voidaan sittää muodossa E Kin hf 1 + mc /hf Enrgian säilymislain prustlla lktronin rkyylinrgia
LisätiedotAVARUUSGEOMETRIA. Suorat ja tasot avaruudessa
VRUUSGEOMERI varuusgeometria tarkasteee kuvioita, joiden kaikki osat eivät oe samassa tasossa. Sana avaruus tarkoittaa yeisesti n-uotteista, n 3, avaruutta. (Lukiossa ähes aina n = 3.) Suorat ja tasot
LisätiedotMagneettikenttä. Liikkuva sähkövaraus saa aikaan ympärilleen sähkökentän lisäksi myös magneettikentän
3. MAGNEETTIKENTTÄ Magneettikenttä Liikkuva sähkövaraus saa aikaan ympärilleen sähkökentän lisäksi myös magneettikentän Havaittuja magneettisia perusilmiöitä: Riippumatta magneetin muodosta, sillä on aina
LisätiedotMagneettiset materiaalit ja magneettikentän energia
agneettiset ateriaait ja agneettikentän energia ateriaait jaetaan agneettisten oinaisuuksiensa ukaan koeen uokkaan: diaagneettiset, paraagneettiset ja ferroagneettiset aineet. ateria koostuu atoeista,
LisätiedotFysiikka 7. Sähkömagnetismi
Fysiikka 7 Sähkömagnetismi Magneetti Aineen magneettiset ominaisuudet ovat seurausta atomiydintä kiertävistä elektroneista (ytimen kiertäminen ja spin). Magneettinen vuorovaikutus Etävuorovaikutus Magneetilla
LisätiedotKvantittuminen. E = hf f on säteilyn taajuus h on Planckin vakio h = 6, Js = 4, evs. Planckin kvanttihypoteesi
Kvantittuminen Planckin kvanttihypoteesi Kappale vastaanottaa ja luovuttaa säteilyä vain tietyn suuruisina energia-annoksina eli kvantteina Kappaleen emittoima säteily ei ole jatkuvaa (kvantittuminen)
LisätiedotMS-A0204 Differentiaali- ja integraalilaskenta 2 (ELEC2) Luento 9: Muuttujanvaihto taso- ja avaruusintegraaleissa
MS-A24 Differentiaali- ja integraalilaskenta 2 (ELEC2) Luento 9: Muuttujanvaihto taso- ja avaruusintegraaleissa Antti Rasila Matematiikan ja systeemianalyysin laitos Aalto-yliopisto Kevät 216 Antti Rasila
LisätiedotLuento 5: Käyräviivainen liike. Käyräviivainen liike Heittoliike Ympyräliike Kulmamuuttujat θ, ω ja α Yhdistetty liike
Luento 5: Käyräviivainen liike Käyräviivainen liike Heittoliike Ympyräliike Kulmamuuttujat θ, ω ja α Yhdistetty liike 1 / 29 Luennon sisältö Käyräviivainen liike Heittoliike Ympyräliike Kulmamuuttujat
LisätiedotTfy Fysiikka IIB Mallivastaukset
Tfy-.14 Fysiikka B Mallivastaukset 14.5.8 Tehtävä 1 a) Lenin laki: Muuttuvassa magneettikentässä olevaan virtasilmukkaan inusoitunut sähkömotorinen voima on sellainen, että siihen liittyvän virran aiheuttama
LisätiedotMS-A0305 Differentiaali- ja integraalilaskenta 3 Luento 3: Vektorikentät
MS-A0305 Differentiaali- ja integraalilaskenta 3 Luento 3: Vektorikentät Antti Rasila Matematiikan ja systeemianalyysin laitos Aalto-yliopisto Syksy 2016 Antti Rasila (Aalto-yliopisto) MS-A0305 Syksy 2016
Lisätiedotx n e x dx = n( e x ) nx n 1 ( e x ) = x n e x + ni n 1 x 4 e x dx = x 4 e x +4( x 3 e x +3( x 2 e x +2( xe x e x ))) = e x
Osittaisintegrointia käyttäen osoita integraalille I n x n e x dx oikeaksi reduktiokaava I n x n e x + ni n ja laske sen avulla mitä on I 4 kun x. x n e x dx n( e x ) nx n ( e x ) x n e x + ni n x 4 e
LisätiedotMS-A0205/MS-A0206 Differentiaali- ja integraalilaskenta 2 Luento 11: Taso- ja tilavuusintegraalien sovellutuksia
MS-A25/MS-A26 ifferentiaali- ja integraalilaskenta 2 Luento 11: Taso- ja tilavuusintegraalien sovellutuksia Jarmo Malinen Matematiikan ja systeemianalyysin laitos 1 Aalto-yliopisto Kevät 216 1 Perustuu
LisätiedotELEC C4140 Kenttäteoria (syksy 2015)
ELEC C4140 Kenttäteoria (syksy 2015) Henrik Wallén Luentoviiko 6 / versio 14. lokakuuta 2015 Magnetostatiikka (Ulaby, luku 5) Magneettiset voimat ja vääntömomentit Biot Savartin laki Magnetostaattiset
Lisätiedot6. Kompleksiluvut. Kompleksilukuja esiintyy usein polynomiyhtälöiden ratkaisuina. Esim:
6. Kompleksiluvut Yhtälöllä x = 1 ei ole reaalilukuratkaisua: tarvitaan uusia lukuja. Kompleksiluku on kahden reaaliluvun järjesteby "pari" (x,y): Z = x +iy Missä i on imaginääriyksikkö, jolla on ominaisuus
LisätiedotShrödingerin yhtälön johto
Shrödingerin yhtälön johto Tomi Parviainen 4. maaliskuuta 2018 Sisältö 1 Schrödingerin yhtälön johto tasaisessa liikkeessä olevalle elektronille 1 2 Schrödingerin yhtälöstä aaltoyhtälöön kiihtyvässä liikkeessä
LisätiedotVoima F tekee työtä W vaikuttaessaan kappaleeseen, joka siirtyy paikasta r 1 paikkaan r 2. Työ on skalaarisuure, EI vektori!
6.1 Työ Voima F tekee työtä W vaikuttaessaan kappaleeseen, joka siirtyy paikasta r 1 paikkaan r 2. Työ on skalaarisuure, EI vektori! Siirtymä s = r 2 r 1 Kun voiman kohteena olevaa kappaletta voidaan kuvata
Lisätiedot766334A Ydin- ja hiukkasfysiikka
1 766334A Ydin- ja hiukkasfysiikka Luentomonistetta täydentävää materiaalia: 1 Juhani Lounila Oulun yliopisto, Fysiikan laitos, 2011 1 Ytimen rakenne Luentomonisteen sivulla 3 oleva nuklidien N Z-diagrammi
LisätiedotKvanttimekaniikka kolmessa ulottuvuudessa Case vetyatomi
Kvanttimekaniikka kolmessa ulottuvuudessa Case vetyatomi Harris luku 7 Yliopistonlehtori, TkT Sami Kujala Mikro- ja nanotekniikan laitos Kevät 2016 Johdanto Yleistetään viidennen luvun sidottujen tilojen
Lisätiedot763306A JOHDATUS SUHTEELLISUUSTEORIAAN 2 Ratkaisut 4 Kevät 2017
763306A JOHDATUS SUHTEELLISUUSTEORIAAN 2 Ratkaisut 4 Keät 207. Rekyyli Luentomonisteessa on käsitelty tilanne, jossa hiukkanen (massa M) hajoaa kahdeksi hiukkaseksi (massat m ja m 2 ). Tässä käytetään
Lisätiedot780392A/782631S Fysikaalinen kemia II, 5 op / 4 op
78392A/782631S Fysikaalinen kemia II, 5 op / 4 op Luennot: 5.9.-15.11.216 Ma klo 8-1 PR12 Ti klo 12-14 PR12 Risto Laitinen (22.2.-14.3.) Epäorgaanisen kemian tutkimusyksikkö (KE 313) PL 3 914 Oulun yliopisto
LisätiedotMS-A0207 Differentiaali- ja integraalilaskenta 2 (Chem) Tentti ja välikokeiden uusinta
MS-A0207 Differentiaali- ja integraalilaskenta 2 (Chem) Tentti ja välikokeiden uusinta 8..206 Gripenberg, Nieminen, Ojanen, Tiilikainen, Weckman Kirjoita jokaiseen koepaperiin nimesi, opiskelijanumerosi
LisätiedotGaussin lause eli divergenssilause 1
80 VEKTOIANALYYI Luento 1 8. Gaussin lause eli divergenssilause 1 A 16.4 Kurssin jäljellä olevassa osassa käymme läpi joukon fysiikan kannalta tärkeitä vektorikenttien integrointia koskevia tuloksia, nimittäin
LisätiedotVaratun hiukkasen liike
Luku 15 Varatun hiukkasen liike SM-kentässä Tarkastellaan lopuksi varatun hiukkasen liikettä sähkömagneettisessa kentässä. Liikeyhtälö on tullut esiin useaan otteeseen kurssin aikana aiemminkin. Yleisesti
LisätiedotLuento 3: Käyräviivainen liike
Luento 3: Käyräviivainen liike Kertausta viime viikolta Käyräviivainen liike Heittoliike Ympyräliike Kulmamuuttujat θ, ω ja α Yhdistetty liike Luennon sisältö Kertausta viime viikolta Käyräviivainen liike
Lisätiedot1. Tarkastellaan kaksiulotteisessa Hilbert avaruudessa Hamiltonin operaattoria
Kvanttimekaniikka I, tentti 6.. 015 4 tehtävää, 4 tuntia 1. Tarkastellaan kaksiulotteisessa Hilbert avaruudessa Hamiltonin operaattoria ( { ( ( } E iδ H =, E, δ R, kannassa B = 1 =, =. iδ E 0 1 (a (p.
LisätiedotKVANTTITEORIA MODERNI FYSIIKKA KVANTTITEORIAN SYNTY AALTO HIUKKAS-DUALISMI EPÄTARKKUUSPERIAATE TUNNELOITUMINEN ELEKTRONIRAKENNE UUSI MAAILMANKUVA
KVANTTITEORIA 1 MODERNI FYSIIKKA KVANTTITEORIAN SYNTY AALTO HIUKKAS-DUALISMI EPÄTARKKUUSPERIAATE TUNNELOITUMINEN ELEKTRONIRAKENNE UUSI MAAILMANKUVA Fysiikka KVANTTITEORIA Metso Tampere 13.11.2005 MODERNI
LisätiedotKvanttimekaniikka: Luento 2. Mar$kainen Jani- Petri
Kvanttimekaniikka: Luento 2 Mar$kainen Jani- Petri Assarointimainos Fyssa tarvitsee assareita Noin 30 euroa tun$+ lisiä tyypillises$ n. 4h/viikko, muba voi olla enemmän/vähemmän Opintosuoritukset+ lyhyt
LisätiedotELEC C4140 Kenttäteoria (syksy 2016)
ELEC C4140 Kenttäteoria (syksy 2016) Henrik Wallén Luentoviikko 5 / versio 7. lokakuuta 2016 Luentoviikko 5 Magnetostatiikka (Ulaby, luku 5) Magneettiset voimat ja vääntömomentit Biot Savartin laki Magnetostaattiset
LisätiedotDemo: Kahden elektronin spintilojen muodostaminen
Demo: Kahden elektronin spintilojen muodostaminen Tämän demonstraation tarkoituksena on havainnollistaa kvanttimekaniikan operaattoriformalismin soveltamista kahden elektronin systeemin spintilojen muodostamiseen.
LisätiedotMS-A0305 Differentiaali- ja integraalilaskenta 3 Luento 8: Divergenssi ja roottori. Gaussin divergenssilause.
MS-A0305 Differentiaali- ja integraalilaskenta 3 Luento 8: Divergenssi ja roottori. Gaussin divergenssilause. Antti Rasila Aalto-yliopisto Syksy 2015 Antti Rasila (Aalto-yliopisto) MS-A0305 Syksy 2015
LisätiedotFysiikka 8. Aine ja säteily
Fysiikka 8 Aine ja säteily Sähkömagneettinen säteily James Clerk Maxwell esitti v. 1864 sähkövarauksen ja sähkövirran sekä sähkö- ja magneettikentän välisiä riippuvuuksia kuvaavan teorian. Maxwellin teorian
Lisätiedot5 Kentät ja energia (fields and energy)
5 Kentät ja energia (fields and energy) Mansfield and O Sullivan: Understanding Physics, kappaleen 5 alkuosa 5.1 Newtonin gravitaatiolaki Newton: vetovoima kahden kappaleen välillä on tai tarkemmin F m
LisätiedotFysiikka 1. Coulombin laki ja sähkökenttä. Antti Haarto
ysiikka 1 Coulombin laki ja sähkökenttä Antti Haarto 7.1.1 Sähkövaraus Aine koostuu Varauksettomista neutroneista Positiivisista protoneista Negatiivisista elektroneista Elektronien siirtyessä voi syntyä
Lisätiedotkertausta Boltzmannin jakauma infoa Ideaalikaasu kertausta Maxwellin ja Boltzmannin vauhtijakauma
infoa kertausta Boltzmannin jakauma Huomenna itsenäisyyspäivänä laitos on kiinni, ei luentoa, ei laskareita. Torstaina laboratoriossa assistentit neuvovat myös laskareissa. Ensi viikolla tiistaina vielä
LisätiedotTeddy 1. harjoituksen malliratkaisu kevät 2011
Teddy 1. harjoituksen malliratkaisu kevät 2011 1. Dipolimomentti voidaan määritellä pistevarauksille seuraavan vektoriyhtälön avulla: µ = q i r i, (1) i missä q i on i:nnen varauksen suuruus ja r i = (x
LisätiedotNopeus, kiihtyvyys ja liikemäärä Vektorit
Nopeus, kiihtyvyys ja liikemäärä Vektorit Luento 2 https://geom.mathstat.helsinki.fi/moodle/course/view.php?id=360 Luennon tavoitteet: Vektorit tutuiksi Koordinaatiston valinta Vauhdin ja nopeuden ero
LisätiedotNäytä tai jätä tarkistettavaksi tämän jakson tehtävät viimeistään tiistaina
Jakso 1. iot-savartin laki, Ampèren laki, vektoripotentiaali Tässä jaksossa lasketaan erimuotoisten virtajohtimien aiheuttamien magneettikenttien suuruutta kahdella eri menetelmällä, iot-savartin lain
LisätiedotKerrataan harmoninen värähtelijä Noste, nesteen ja kaasun aiheuttamat voimat Noste ja harmoninen värähtelijä (laskaria varten)
Noste Ympyräliike I Luennon tavoitteet Kerrataan harmoninen värähtelijä Noste, nesteen ja kaasun aiheuttamat voimat Noste ja harmoninen värähtelijä (laskaria varten) Aloitetaan ympyräliikettä Keskeisvoiman
LisätiedotDifferentiaali- ja integraalilaskenta 1 Ratkaisut 5. viikolle /
MS-A8 Differentiaali- ja integraalilaskenta, V/7 Differentiaali- ja integraalilaskenta Ratkaisut 5. viikolle / 9..5. Integroimismenetelmät Tehtävä : Laske osittaisintegroinnin avulla a) π x sin(x) dx,
Lisätiedotj = I A = 108 A m 2. (1) u kg m m 3, (2) v =
764A KIINTEÄN AINEEN FYSIIKKA Ratkaisut 6 Kevät 28. Tehtävä: Aiemmi olemme laskeeet kupari johtavuuselektroie tiheydeksi 8.5 28 m. Kuparijohdossa, joka poikkipita-ala o mm 2, kulkee A: virta. Arvioi Drude
Lisätiedot12. Derivointioperaattoreista geometrisissa avaruuksissa
12. Derivointioperaattoreista geometrisissa avaruuksissa 12.1. Gradientti, divergenssi ja roottori 328. Laske u, kun u on vektorikenttä a) (z y)i + (x z)j + (y x)k, b) e xyz (i + xlnyj + x 2 zk), c) (x
LisätiedotMS-A0202 Differentiaali- ja integraalilaskenta 2 (SCI) Luento 10: Moninkertaisten integraalien sovelluksia
MS-A22 ifferentiaali- ja integraalilaskenta 2 (SCI) Luento 1: Moninkertaisten integraalien sovelluksia Antti Rasila Aalto-yliopisto Syksy 215 Antti Rasila (Aalto-yliopisto) MS-A22 Syksy 215 1 / 2 Moninkertaisten
LisätiedotMS-A0305 Differentiaali- ja integraalilaskenta 3 Luento 7: Pintaintegraali ja vuointegraali
MS-A0305 Differentiaali- ja integraalilaskenta 3 Luento 7: Pintaintegraali ja vuointegraali Antti Rasila Aalto-yliopisto Syksy 2015 Antti Rasila (Aalto-yliopisto) MS-A0305 Syksy 2015 1 / 24 Mikä on pinta?
Lisätiedotu = 2 u (9.1) x + 2 u
9. Poissonin integraali 9.. Poissonin integraali. Ratkaistaan Diriclet n reuna-arvotehtävä origokeskisessä, R-säteisessä ympyrässä D = {(x, y) R x +y < R }, t.s. kun f : D R on annettu jatkuva funktio,
LisätiedotVaratun hiukkasen liike
Luku 16 Varatun hiukkasen liike SM-kentässä Tarkastellaan lopuksi varatun hiukkasen liikettä sähkömagneettisessa kentässä. Liikeyhtälö on tullut esiin useaan otteeseen kurssin aikana aiemminkin. Yleisesti
LisätiedotVoima ja potentiaalienergia II Energian kvantittuminen
Voima ja potentiaalienergia II Energian kvantittuminen Mene osoitteeseen presemo.helsinki.fi/kontro ja vastaa kysymyksiin Tavoitteena tällä luennolla Miten määritetään voima kun potentiaalienergia U(x,y,z)
LisätiedotVapaan hiukkasen Schrödingerin yhtälö (yksiulotteinen)
Vapaan hiukkasen Schrödingerin yhtälö (yksiulotteinen Vapaaseen hiukkaseen ei vaikuta voimia, joten U(x = 0. Vapaan hiukkasen energia on sen liike-energia eli E=p /m. Koska hiukkasella on määrätty energia,
LisätiedotMEI Kontinuumimekaniikka
MEI-55300 Kontinuumimekaniikka 1 MEI-55300 Kontinuumimekaniikka 3. harjoitus matemaattiset peruskäsitteet, kinematiikkaa Ratkaisut T 1: Olkoon x 1, x 2, x 3 (tai x, y, z) suorakulmainen karteesinen koordinaatisto
LisätiedotYdin- ja hiukkasfysiikka 2014: Harjoitus 5 Ratkaisut 1
Ydin- ja hiukkasfysiikka 04: Harjoitus 5 Ratkaisut Tehtävä a) Vapautunut energia saadaan laskemalla massan muutos reaktiossa: E = mc = [4(M( H) m e ) (M( 4 He) m e ) m e ]c = [4M( H) M( 4 He) 4m e ]c =
Lisätiedot(a) Potentiaali ja virtafunktiot saadaan suoraan summaamalla lähteen ja pyörteen funktiot. Potentiaalifunktioksi
Tehtävä 1 Tornadon virtauskenttää voidaan approksimoida kaksiulotteisen nielun ja pyörteen summana Oleta, että nielun voimakkuus on m < ja pyörteen voimakkuus on > (a Määritä tornadon potentiaali- ja virtafunktiot
Lisätiedot