Fermi - Dirac fördelning vid olika temperaturer
description
Transcript of Fermi - Dirac fördelning vid olika temperaturer
n
1
Fermi - Dirac fördelning vid olika temperaturer
Fermi-Diracstatistikenvid olika temperaturer
Hög TLåg T
T=0
FF = Fermienergin
Partikel i boxen
Tillåtna våglängder:
n
2L
n
Tillåtna rörelsemängder (de Broglie):
n
n
h hnp
2L
För alla 3 rymdkoordinater gäller:
yx xx y z
2 2 22 2x y z 2 2 2
x y z2
hnhn hnp p p
2L 2L 2L
p p pp hn n n
2m 2m 8mL
När man har Fermi-Dirac statistik, gäller för Fermienergin: 2 2
maxF 2
h n
8mL
ny
nx
nzmax nx
2+ny2+nz
2
Maxenergin formar en åttondel av en kulyta med r = n2. Volumen är:
3 3
max max4 n nN(n)
3 8 6
När vi fyller de tillstånd med partikler med halvtalig spin, t. ex.elektroner, får vi plats för 2 elektroner per tillstånd med olik spin: 2 33
2maxmax
2 3 2 32 2 2 23max
F 2 2
n 3NN 2N(n) n
3
h n h 3N h 3Nmed V L
8mL 8mL 8m V
Insättning i formeln för Fermienergin utgör:
x y z
n n nx y z
n2 2 max
2 2
0 0 0
n nmax max 4 2 2 22
2 2
0 0
5 2 3 2 2
max max maxF2
2
5 2
maxF 2
U 2 (n) 2 (n)dn dn dn
U 2 (n)n sin dn d d 2 d sin d (n)n dn
n h n hU 2 (n)n dn dn med (n)
2 8mL 8mL
n h n h nU N
40mL 3 8mL
n hN U
3 8mL
F
3N
5
Energin av hela ensemblen är:
2 partikler pertillstånd Övergång till polarkoordinater
Genomsnittliga energin av en partikel är 60 % av Fermi-energin.
Antal av tillstånd per energi
nmax 2 2 22
22
0
2 2
2 2
3/ 2F F2 2 2
2 2 2
0 0
3/ 2F 2
2
0
h n 8mLU (n)n dn n
8mL h
dn 8mL 1 8mL 1dn d
d h h2 2
8mL 8mL 1 8mLU d d
h h 2 h2
8mLU g( )d med g( )
2 h
g() är ett mått hur många tillstånd finns per energi
Graf av g() vid T=0
g()
F
< F alla tillstånd fullt ockuperad
> F ingen tillstånd ockuperad
FD vid laga temperaturer
Vid T=0 räcker det att summera alla tillstånd från 0 till Fermi-kanten för att få antalet av partikler:
F
0
N 2 g( ) d
g(e) = Antal av tillstånd per energi
Vid laga T måste troligheten att tillståndet är ockuperad beaktas:
( ) / kT
0 0
( ) / kT
0 0
1N 2 g( )n(FD)d g( ) d
1 e
1U 2 g( )n(FD)d g( ) d
1 e
g()
F
T=0
T>0
Graf av g() vid T>0
Photon i boxen
Tillåtna våglängder:
n
2L
n
Tillåtna energier
hc hnc
2L
BE statistik för fotoner
( ) / kT
1n(BE)
e 1
Om man betraktar en absorptions (eller emissions) process av en foton genom en elektron
e- + h e-
så gäller i jämnvikt:
(e-) + (h) = (e-)
(h) = 0
Planck-fördelningfotoner / kT nh / kT
1 1n(BE )
e 1 e 1
I 3 dimensioner:
hcn / 2LkTn n n n ,n ,nx y z x y z
hcn 1U 2 n(BE)
L e 1
2 oberoende polarisationer per energi
/ 2 / 2 32
hcn / 2LkT hcn / 2LkT
0 0 0 0
hcn 1 hcn 1U dn d d n sin
L e 1 2 L e 1
2 2 2
x y zhc n n nhnc
2L 2L
33
hcn / 2LkT hcn / 2LkT
0 0
3 3 3 3 3 3
3 3 3 / kT 3 3 / kT
0 0
4 3
3 3 / kT
0
4 453
3 3 x 3 3
0
hcn d hc 2Ldn d
2L dn 2L hc
hcn 1 1U dn n d
2 L e 1 e 1
8 L h c n 1 8 Ld d
h c 8L e 1 h c e 1
8 V kT / kTU d( / kT)
h c e 1
8 kT 8 kTU x xdx med
V h c e 1 15h c
3 4
x
0
dxe 1 15
L3=V
Med x=/kT
Rsin
Rsind
Röda volymen: 2Rd R sin d cdt cR sin d d dt
Fotonpassering genom ett hål
Rd
R
cdt
R=ct
Rd
R
cdt
R=ct
Alla fotoner kommer inte attpassera hålet , bara de som har rätta vinkeln.
Energiförlust: Fotonenergi i volym (U/V) trolighet av passering (Pp)i tidsintervall dt.
Acos
A
2
UU(volym) (volym)
VU
cR sin d d dtV
p 2
AcosP
4 R
p
2
2
2 / 2 / 2
0 0 0
4 45 5
3 3 3 2
45
4
3 2
UE(pass) (volym) P
VU A cos
E(pass) cR sin d d dtV 4 R
U Ac U AcE(tot) d d cos sin dt d sin cos dt
V 4 V 2
8 kT 2 kTU c AcE(tot) dt dt Adt
V 4 15h c 4 15h c
2 kTP E(tot)T
A Adt 15h c
Energin som passerar med fotoner genom hålet:
För totala energiförlusten gäller:
Lag av Stefan-Boltzmann, är Stefan-Boltzmann-konstanten5.67 x 10-8 Wm-2K-4
T(box)=T(strålare)
Om strålningen av boxeneller strålaren är intensivare,skulle en av dem uppvärmas menden andra svalnas omöjligt.
Betrakta en strålare med samma T och samma yta som hålet:
Om strålningen en av dem är intensivare vid en viss våglängd, skulle man åstådkomma samma situationen med hjälp av en filter.
Svarta strålare
T(box)=T(strålare)
Strålningen av en svart strålare har samma spektrum och samma intesitet som den från ett hål.
Jorden som svart strålare
Intensiteten av solstrålningen är 1370 W/m2, så kallade solarkonstanten. Jordtvärsnittet är R2 Intensiteten av instrålning av solen är:
2P(in) solarkons tan t R
Om man betrakta jorden som svarta strålare, så gäller4 2 4P(ut) A T 4 R T
I jämnvikt är P(in)=P(ut):
2 2 4
1/ 4
solarkons tan t R 4 R T
solarkons tan tT 279K
4
Men: Jorden är ingen svart strålare, men reflektera 30 %. Denna förlust kompenseras med växthuseffekten.
Månen som svart strålare
Månen saknar atmosfär, därför finns ingen konvektiv värmetransport. Om man antar lodrätt infall av solstrålen (på månekvatorn) och vet att månen reflekterar 7 % av infallande ljuset, är infallsintensiteten på 1m2:
P(in) solarkons tan t 1 0.93
Månen är ingen perfekt svart strålare, den emitterar bara 96 % av ljuset som den skulle som svart strålare, så för 1 m2 är:
4P(ut) 0.96 T
4
1/ 4
P(ut) P(in) 0.96 T 0.93 (solkons tan ten)
0.93 (solkons tan ten)T 391 K
0.96
I jämnvikt gäller:
som överensstämmer ganska bra med den uppmätta temperaturen 400K.
4.
Debyemodellen av fast kropp
n=1
n=2
n=3
Vi betraktar en endimensions-kristall. Kristallatomer kan utföra vibrationer medföljande vaglängder:
s s
2L
n
hc hc n
2L
För tillåtna energier gäller:
cs = utbredningshastgheten av vibrationer = ljudhastighet
hc n / 2LkT/ kT s
n n nx y z
1 1n
e 1 e 1
U 3 n
Vibrationer kan händer i 1 longi- tudinal och 2 transversala moder, därför inkludras en faktor 3.
U i tre dimensioner:
Området av tillåtna tillstånd harformen av en tärning i nx-ny-nz rum,Debye gjorde approximation med en attondel av en kula med samma volym. Volumen av kulattondelen måste utgör N, därför gäller:
Debye-approximation
nx
ny
nz
3 3
max max
1/ 3
max
4(n ) (n )N
3 8 6
6Nn
n / 2 / 2max
2
/ kT
0 0 0
n nmax max 32 s s
nhc / 2LkT/ kT s
0 0
3
sn xmax max4 4 3 4 4 3
s
nhc / 2LkT3 3 3 3 xss s0 0
max
U 3 dn d d n sine 1
hc nhc3 3 nU n dn dn med
2 e 1 2 2L e 1 2L
nhc
nhc2LkT3 8k T L 12k T V xd dx
2 h c e 1 2LkT h c e 1
x
1/ 3 1/ 3 3 3max s s s D
3 3 3 3 3
D s s
T / T T / T T / TD D D4 4 3 3 3 4 34
3 3 x 3 3 x 3 x
s s D0 0 0
n hc hc hc T6N 6N 9 9 8k V 12k V
2LkT 2LkT 2kT V T T 6Nh c Nh c
12 k T V x 12k V x 9NkT xU dx NkT dx dx
h c e 1 h c N e 1 T e 1
L=V1/3
T / TD4 3x
D3 x
D 0
T / T T / T 3D D4 3 4 42 D
3 3 3
D D D0 0
9NkT xU dx när T T är x 1 och e 1 x
T e 1
9NkT x 9NkT 9NkT 1 TU dx x dx 3NkT
T 1 x 1 T T 3 T
Vid höga temperaturer gäller:
Vid laga temperaturer:
T / TD4 3
3 x
D 0
4 3 4 4
D 3 x 3
D D0
4 4
3
D
9NkT xU dx
T e 1
9NkT x 9 NkTnär T T är U dx
T e 1 15T
3 NkTU
5T
Värmekapacitet av fast kropp
V
4 4
3
D
4 3
V 3
D
U 3NkT
UC 3Nk
T
3 NkTU
5T
12 NkTC
5T
Hög T
Lag T
0.5
0.2 0.4 0.6 0.8 1.0
1.0
T/ TD
C / 3NkV
Värmekapaciteten av en fast kropp
Ising modell av en ferromagnet
I en paramagnet tenderar dipolmomenter av atomer att utriktar sig antiparallel till ett externt magnetfält. I en ferromagnet händer utriktningen av dipolmomenter spontant (utan externt fält) parallelt.
Vi betraktar först 2 dipolmomenter bredvid varandra. Om vi fixer en till utrikning s=1 (“upp”) så finns s möjligheter s=1 (upp) och s=-1 (ned) för den andra med olika energier:
E = E = -
E = -s
Om vi utvidga den här modellen till en 4x4-atomig planar kristall:
Om vi antar alla utriktningar utav den röda (som har 8 grannar) är frusna, så gäller för energier av de två utriktningar vid den :
Ened = (5-3)2 och Eupp = -2
Generellt gäller för energin för en dipol:
med n = antal av granndipoler och s som deras genomsnittlig utriktning.
Eupp = -snEupp = sn
Ei ns ns ns
i
ensens(s )i
i i
i
i
Z e e e e 2cosh ns
2sinh ns1 1 e ( 1)es s e
Z 2cosh ns 2cosh ns
s tanh ns
Graf av s och tanh(s)
Vid n < 1 Vid n > 1
s
tanh(s)
sstabil
Enda stabila tillstånd med s = 0 ingen spontan utriktning
stabil
stabilostabil
tanh(s)
s
Stabila tillstånd med s = 0 spontan utriktning
Stabilitetsgränsen ligger alltså vid n = 1:
c
n n1 T T
kT kT
Tc kallas Curie-Temperatur
Ferromagneter visar ferromagnetismen vid T< Tc ,vid T>Tc bara vanligaparamagnetismen.
Curietemperaturer
Järn 1024 KNickel 627 K
Kobalt 1122 KGadolinium 280 K
Varför är magnetisera järnet sig inte spontantvis rumstemperatur ?
Bara några i sma områden (Weiss-områden) utriktar sig dipoler spontant parallelt:
Utan externt magnetfält
Weissområde
Vid starkt externt magnetfält
Vid ett starkt externt magnetfält kan man utrikta Weiss-områdenparallelt och tillverka en permanentmagnet.
B