plik


ÿþJdra atomowe jako obiekty kwantowe " Wprowadzenie " PotencjaB jdrowy " Spin i moment magnetyczny " Stany energetyczne nukleonów w jdrze " Prawo rozpadu Jdra atomowe jako obiekty kwantowe " Magnetyczny Rezonans Jdrowy jako przejaw kwantowej natury jdra atomowego Warunki fizyczne w jdrach atomowych " gsto[ ~ 1014 g/cm3 " temperatura 0...1012 K " obroty ~1022 1/s " nat|enie pola elektrycznego 1018 V/m " .................. Wprowadzenie  Czy jdro jest obiektem kwantowym? Hipoteza dualizmu falowo-korpuskularnego: P(V) = | ¨ |2 mikroczstka opis kwantowy makroczstka opis klasyczny D = h / p = h / "2MEk D << L D @ L DBugo[ fali nukleonu D = h / p = h / "2MEk Ek ª 10 MeV M ª 940 MeV/c2 D = hc / "2Mc2Ek = 197 MeV fm/ "2" 940" 10 MeV D ª 1,4 fm PromieD jdra: R = r0 A 1/3 = 1,25 A 1/3 A = 100 R = 5,8 fm D @ R Nukleony w jdrach  opis w ramach nierelatywistycznej mechaniki kwantowej PotencjaB jdrowy Zwizek siBy z energi potencjaln "Ep "Ep "Ep Fx = - ;Fy = - ;Fz = - ; "x "y "z Zale|no[ potencjaBu od odlegBo[ci PotencjaB Woodsa-Saxona V0 V (r) = - r- R a 1 + e dla du|ych r V(r) Æ 0 dla r = 0 V(r) ª -V0 PotencjaB kulombowski dla Badunku punktowego Dla Badunku punktowego dla jdra o skoDczonym wymiarze +( Z -1)e2 1 Vc( r ) =Å" 4Àµ0 r Dla jdra o skoDczonym wymiarze 2 +( Z -1)e2 ñø 3 1 r ôøüø ôø ëø öø Vc( r ) =Å" - r < R' òøýø ìø ÷ø 4Àµ0R ôø2 2 íø R øø ôø óøþø +( Z -1)e2 1 r e" R Vc( r ) =Å" 4Àµ0 r PotencjaB dla neutronów i protonów 2 +( Z -1)e2 ñø 3 1 r ôøüø ëø öø ôø ' Vc( r ) =Å" - òø2 2 ìø R ÷ø ýø 4Àµ0R íø øø ôøôø óøþø +( Z -1)e2 1 Vc ( r ) =Å" 4Àµ0 r V0 V (r) = - r- R a 1 + e Spin nukleonu s wektor s = s0 h | |2 s0 = s (s+1) 1/2 - liczba kwantowa potocznie nazywana s = z spinem nukleonu M=+1/2 Kwantyzacja przestrzenna sz = M h M= -1/2 +1/2, -1/2 M = Orbitalny moment pdu nukleonu L ¥ Klasycznie L = r p | |2 Kwantowo L = l (l+1) h2 l = 0, 1, 2, ... liczba kwant. orbitalnego momentu p l - du nukleonu l =2 Kwantyzacja przestrzenna Lz = m h l, l-1,...0,...-l m = 2l+1 wartosci Spin jdra I = caBkowity moment pdu jdra w ukBadzie Z.M. = wektorowa suma przyczynków od orbitalnych i spinowych momentów pdu nukleonów I = I0 h | |2 I0 = I (I+1) I - liczba kwantowa potocznie nazywana spinem jdra A - parzyste I - caBkowite (0, 1, 2,...) A - nieparzyste I - poBówkowe (1/2,3/2, ...) Spin jdra I Kwantyzacja przestrzenna Iz = M h I, I-1,...0,...-I M = 2I+1 wartosci Parzysto[ funkcji falowej Stany jdrowe s opisane przez funkcje falowe o okre[lonej parzysto[ci P = +1 parzysto[ dodatnia ¨ ( -r ) = ¨ ( r ) P =  1 parzysto[ ujemna ¨ ( -r ) = - ¨ ( r ) Moment magnetyczny orbitalny p p Klasycznie: mL = I S = ev/(2 r) r2 = evr/2 mL = e L /(2m) Kwantowo: mLe = g mB L/ mLp = g mN L/ h h L gL - czynnik Landego v mB - magneton Bohra I r e- mN - magneton jdrowy w praktyce moment magnetyczny (rzut na o[ kwantyzacji dla m=+l) mLe mB mLp mN = gL l = gL l Do[wiadczenie: gL = 1 Moment magnetyczny e- mse = g s0 s0 =s/ mB h g - czynnik Landego mB - magneton Bohra mB = e / (2me) = 5,79 10 -11 MeV/T h mB w praktyce moment magnetyczny mse = g s (rzut na o[ kwantyzacji dla M=+1/2) Do[wiadczenie: g = -2,00232 mse mB / = -1,00116 Teoria klasyczna: g = -1 Teoria Diraca: g = -2 Elektrodynamika kwantowa: g = -2,00232 Moment magnetyczny p msp = g s0 s0 =s/ mN h g - czynnik Landego mN - magneton jdrowy mN = e / (2mp) = 3,152 10 -8 eV/T h mN w praktyce moment magnetyczny msp = g s (rzut na o[ kwantyzacji dla M=+1/2) Do[wiadczenie: g = 5,586 msp mN / = 2,793 proton = uud q = +2/3 +2/3 -1/3= 1 Moment magnetyczny n msn = g s0 s0 =s/ mN h g - czynnik Landego mN - magneton jdrowy mN = e / (2mp) = 3,152 10 -8 eV/T h mN w praktyce moment magnetyczny msn = g s (rzut na o[ kwantyzacji dla M=+1/2) Do[wiadczenie: g = -3,826 msn mN / = -1,913 neutron = udd q = +2/3 -1/3 -1/3= 0 Moment magnetyczny jdra okre[lony przez i nukleonów ms mL mI = gI mN I0 I0 =I/ h gI - jdrowy czynnik g mN - magneton jdrowy w praktyce moment magnetyczny mI = gI mN I Jdro w polu magnetycznym B M=-3/2 E = E0 - mI B -1/2 E0 = E0 - gI mN I0 B 2mIB 1/2 = E0 - gI mN M B I=3/2 3/2 V0(r) + ñø PotencjaB r r ôø oddziaBywania ôø+Vss(r) s1s2 + h2 ôø r r r r nukleon-nukleon ôø r r (s1r )(s2r ) V (r) = òø 3 - s1s2 r2 ôø+VT (r) + h2 ôø r r r ôø (s1 + s2)L ôø +VLS (r) + ...... óø h2 " krótkozasigowy " silnie przycigajcy na r~2fm, ale odpychajcy dla r~0.2fm " nie zale|y od Badunku " zale|y od wzgldnego ustawienia spinów " ma charakter niecentralny Równanie Schrödingera ëø öø h2 "2 "2 "2 - ìø + + ÷ø¨(x, y, z)+V (x, y, z)¨(x, y, z) = E¨(x, y, z) ìø 2m "x2 "y2 "z2 ÷ø íø øø potencjaB o symetrii sferycznej V (x, y, z) = V( x2 + y2 + z2 ) îø ùø h2 1 " " 1 " " 1 "2 ëør öø ëøsin¸ öø 2 - + (r,¸ ,Ñ)+ ÷ø ïør "r ìø "r ÷ø + r2 sinÑ "¸ ìø 2 2m "¸ r2 sin2 ¸ "Ñ2 úø¨ íø øø íø øø ðø ûø +V (r)¨(r,¸ ,Ñ) = E¨(r,¸ ,Ñ) ¨(r,¸ ,Ñ) = R(r)Y (¸ ,Ñ) îø ùø h2 îø 1 d dR ùø h2l(l +1) ëør öø 2 - 2 ïøV úøR = ER ïør dr ìø dr ÷øúø + (r) + 2mr2 2m íø øø ðø ûø ðø ûø u(r) R(r) = r 2 ëø öø h2 d u(r) h2l(l +1) ìø - + (r) + ÷ø = Eu(r) ìøV 2m dr2 2mr2 ÷øu(r) íø øø Energie stanów wBasnych nukleonów Schemat poziomów jder Szeroko[ poziomów jdrowych Zasada nieoznaczonosci Heisenberga D D e" E " t h P(E)/P(E0) “ Ä " = h “ 1 P (E) = 2 P(E) =À “ “ 2 (E - E0 )2 + 4 E0 E h 6.58 Å" 10-22 MeV Å" s “ = = ÄÄ Prawo rozpadu N0 i N liczba jder w czasie 0 i t ZaBo|enie: 1. liczba jder zmniejsza sie w skutek rozpadu l 2. w (t,t+dt) ubytek -dN = N dt l - staBa rozpadu [s-1] Prawo zaniku: N = N0 e - l t Prawo rozpadu Okres poBowicznego zaniku: T 1/2 Æ Æ N N/2 dla t t + T 1/2 N (t + T 1/2) = N0 e - l (t + T 1/2) = N (t)/2 = N0 /2 e - l t e l T 1/2 = 2 l H" l T 1/2 = ln2/ 0.693 / Ä H" Czas |ycia: = T 1/2 / ln2 1.44 T 1/2 Magnetyczny Rezonans Jdrowy jako przejaw kwantowej natury jdra atomowego WBasno[ci magnetyczne maj jdra o nieparzystej liczbie 1 13 15 19 31 nukleonów, np. H, C, N, F, P oraz jdra o nieparzystej liczbie neutronów i nieparzystej liczbie protonów, np. 2H, 14N. Nie posiadaj takich wBasno[ci jdra o spinie I = 0, np. 4He, 12C, 16O, 40 Ca, 56Fe, ... Dla niektórych atomów, m. in. Hg, Cu, C i S oraz czsteczek, np. H2O, CaO, LiCl, CO2, NH3 pole wywoBane przez powBoki elektronowe znika w poBo|eniu jdra atomowego, gdy| momenty magnetyczne poszczególnych powBok elektronowych sumuj si do zera ( mJ = 0 ). Moment magnetyczny jdra okre[lony przez ms i mL nukleonów h mI = gI mN I0 I0 = I/ gI - jdrowy czynnik g mN - magneton jdrowy w praktyce moment magnetyczny mI = gI mN I Jdro w polu magnetycznym B M=-3/2 E = E0 - mI B -1/2 E0 = E0 - gI mN I0 B 2mIB 1/2 = E0 - gI mN M B I=3/2 3/2 Jdro 1H (proton) w zewntrznym polu B0 N ÉL = gI mN mI B0 / h N Rozszczepienie poziomów jdrowych 1H w zewntrznym polu B0 E mI = -1/2 "mI = 1 E0 "E = hÉL = gI mN "mI B0 mI = +1/2 B0 "E ro[nie z B0 Zmiana orientacji spinu i dipolowego momentu magnetycznego B1 (t) = B1 cos (ÉL t) B1^ B0 dla 1H "mI = ± 1 Wyznaczanie mI przez pomiar ÉL ÉL = gI mN "mI B0 / h "mI = ± 1 ÉL = mI " B0 / ( I ) Wykorzystanie NMR do identyfikacji nieznanych zwizków h ÉL = gI mN "mI (Bzew + Blok) Blok  pochodzce od momentów magnetycznych atomów i jder w otoczeniu protonu Widmo NMR dla etanolu ÉL  jest charakterystyczna dla danego rodzaju jder, ale jest inna dla danego rodzaju jder wystpujcych w ró|nych grupach Zasada badania Magnetycznego Rezonansu Jdrowego Przej[cia rezonansowe dla jder 1H B1= 0 B1^ B0 StopieD zró|nicowania obsadzeD podpoziomów, pomidzy którymi zachodz przej[cia rezonansowe. W stanie równowagi termodynamicznej: N(-1/2) / N(+1/2)= exp( -"E/kT) = exp (- gI mN B0 /kT) k- staBa Boltzmanna Dla jder 1H o I= 1/2 w polu B0 = 1 T i temperaturze T= 300 K N(-1/2)= N(+1/2) Å" 0,9999932. W próbce makroskopowej: 1 cm3 wody zawiera okoBo 7Å"1022 jder 1H, a wic w stanie o mI = +½ jest o okoBo No = 5 Å"1017 jder wicej ni| w stanie o mI = -½. N(-½) / N(+½) zale|y od B0 i T Obrazowanie NMR Je[li próbka jest umieszczona w cewce indukcyjnej, to zmienne w czasie pole magnetyczne pochodzce od magnetyzacji spowoduje indukcj napicia w cewce. Amplituda sygnaBu napicia jest proporcjonalna do czsto[ci rezonansowej ÉL i do wielko[ci magnetyzacji. SygnaB pochodzi tylko od magnetyzacji w stanie precesji (od skBadowych poprzecznych), a wic trwa w czasie do chwili, gdy magnetyzacja nie powróci do stanu równowagi poprzez proces relaksacji. Obrazowanie NMR Czsto[ rezonansowa jest charakterystyczna dla danego rodzaju jder i ona okre[la poBo|enie linii w widmie NMR dla danego jdra. Szeroko[ linii w widmie NMR okre[lona jest przez czas relaksacji poprzecznej T2. Intensywno[ linii zale|y od czasu relaksacji podBu|nej T1. StopieD szaro[ci obrazu zale|y od amplitudy sygnaBu, a wic od gsto[ci protonów w próbce, czasów T1 i T2. Czasy T1 i T2 zale| od otoczenia w jakim si znajduje jdro wodoru, a wic ró|nicuj tkanki i stany chorobowe. Czsto[ rezonansowa dla danego rodzaju jder, ale wystpujcych w ró|nych grupach jest inna. Przesunicie chemiczne czsto[ci wynika z ekranowania zewntrznego pola magnetycznego przez elektrony. Budowa tomografu NMR Tomograf NMR z polem B=1,5 T Obrazy NMR w diagnostyce medycznej Obrazy NMR w diagnostyce medycznej

Wyszukiwarka

Podobne podstrony:
Budowa jÄ…dra atomowego(1)
Budowa jadra atomowego,Gellman zweig
podstawy fizyki jadra atomowego
odkrycie jÄ…dra atomowego
fizyka jadra atomowego
2006 03 Izokinetyka jako obiektywne narzędzie pomiaru i treningu
BUDOWA JÄ„DRA ATOMOWEGO
Z17 Fizyka jadra atomowego (01 21)
02 statek powietrzny jako obiekt eksploatacji
C22 Fizyka jadra atomowego(01 12)
Slavoj Žižek Obiekt a jako wewnętrzna granica kapitalizmu
probabilistyczna natura wiata czyli chaos jako nauka fizyka kwantowa magia
01 Czupajllo J Woda i zawilgocenie jako istotna przyczyna?strukcji obiektow budowlanychid 96
JĘZYK SZTUKI OBRAZ JAKO KOMUNIKAT
Katar jako geopolityczne centrum Bliskiego Wschodu (Biuletyn Opinie)

więcej podobnych podstron