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A.A. 2009-2010 G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini 1 Quantisticamente? Barriera di potenziale A.A 2010-2011 G. Cambi - M. Piccinini - N. Semprini -

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Presentazione sul tema: "A.A. 2009-2010 G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini 1 Quantisticamente? Barriera di potenziale A.A 2010-2011 G. Cambi - M. Piccinini - N. Semprini -"— Transcript della presentazione:

1 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini 1 Quantisticamente? Barriera di potenziale A.A G. Cambi - M. Piccinini - N. Semprini - S. Zucchelli con effetto tunnel ci si riferisce al fenomeno tipicamente quantistico secondo il quale una particella e in grado di filtrare attraverso una barriera di potenziale E = T + V = energia meccanica della particella, V 0 = altezza della barriera di potenziale turning point = posizione in cui si ha E = V 0 ossia posizione nella quale lenergia cinetica del carrello si annulla Effetto tunnel che classicamente non potrebbe sormontare perche la sua energia totale se E > V 0 il carrello sara in grado di superare la collina ossia la particella classica sara in grado di sormontare la barriera di potenziale e proseguire oltre se E < V 0 il carrello non sara in grado di superare la collina e ritornera indietro, ossia la particella classica verra riflessa dalla barriera di potenziale E Classicamente: (potenziale piu cinetica) e inferiore allenergia potenziale della barriera.

2 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini 2 V(x) = V 0 per 0 < x < L V(x) = 0 per x L per risolvere il problema occorre calcolare e raccordare fra di loro le soluzioni stazionarie per … 3 regioni spaziali …… x 2 regioni energetiche = 6 soluzioni A.A G. Cambi - M. Piccinini - N. Semprini - S. Zucchelli

3 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini Secondo la meccanica quantistica, la particella può passare nella regione con x > L, cioè esiste una probabilità finita che londa di materia ad essa associata penetri attraverso la barriera, giungendo nella regione x > L Stati di riflessione: E < V 0 tale situazione viene denominata effetto tunnel 3 Onda stazionaria Onda piana quindi, la particella non solo puo venire riflessa (unico risultato possibile classicamente) ma puo anche essere trasmessa oltre la barriera. A.A G. Cambi - M. Piccinini - N. Semprini - S. Zucchelli Effetto tunnel

4 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini Caso analogo (uguale!!) alla buca di potenziale finita, ma diverso dal caso classico: L x 0 V(x) I IIIII V0V0 supponiamo di avere a sinistra una sorgente di elettroni con E < V 0 classicamente la particella rimarrebbe nella zona I perche rimbalza in x = 0 quantisticamente il sistema è descritto dalle stesse equazioni della buca di potenziale: unica differenza: - V 0 +V 0 per le soluzioni ( x ) dell equazione di Schroedingr indipendente dal tempo si ha A.A G. Cambi - M. Piccinini - N. Semprini - S. Zucchelli

5 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini soluzione generale per E < V 0 : definisco: probabilità di riflessione dellonda probabilità di trasmissione dellonda svolgendo i conti: posto si ottiene: L x 0 |ψ(x)| I IIIII V0V0 condizioni al contorno in 0 e in L 4 relazioni: fisso B,C,D,F non ho alcuna relazione di quantizzazione! A.A G. Cambi - M. Piccinini - N. Semprini - S. Zucchelli

6 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini Effetto tunnel Stati di riflessione: E < V 0 x < 0x > L0 < x < L Zona classicamente proibita 6 A.A G. Cambi - M. Piccinini - N. Semprini - S. Zucchelli

7 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini 7 Effetto tunnel E V 0 Vai al Physlets 2003/physletprob/ch5_overview/5.5.fig_33.html A.A G. Cambi - M. Piccinini - N. Semprini - S. Zucchelli

8 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini leffetto tunnel ha molte applicazioni tecnologiche, tra cui: il diodo ad effetto tunnel in cui il flusso di elettroni (che passa attraverso il dispositivo per tunneling) può essere interrotto o permesso con grande rapidità (<5ps) variando laltezza della barriera di potenziale (molto importante in applicazioni che richiedono risposte rapidissime). il Microscopio a Scansione per effetto Tunnel (STM) 8 Effetto tunnel leffetto tunnel ha un ruolo in un numero notevole di situazioni tra cui: decadimenti radioattivi dei nuclei (decadimento - ) Fusione nucleare Semiconduttori Sez. 1.6 A.A G. Cambi - M. Piccinini - N. Semprini - S. Zucchelli

9 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini Effetto tunnel: microscopia ad effetto tunnel leffetto tunnel (R) dipende molto dallampiezza della zona proibita classicamente questa sensibilità e sfruttata nei microscopi ad effetto tunnel. caratteristiche: sensore fatto con una punta conduttrice ( un atomo!) posta a breve distanza dal campione (conduttore) gli elettroni di conduzione passano dalla punta al campione per effetto tunnel. lintensità della corrente dipende dalla distanza atomo della punta-atomo del campione! il moto della punta sulla faccia del campione permette la ricostruzione bidimensionale delle posizioni degli atomi. A.A G. Cambi - M. Piccinini - N. Semprini - S. Zucchelli

10 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini Microscopia ad effetto tunnel Costruzione di immagini con singoli atomi (IBM Labs) Onde stazionarie di probabilità posizionamento di 48 atomi di Fe su un substrato di Cu a 4K recinto quantico A.A G. Cambi - M. Piccinini - N. Semprini - S. Zucchelli

11 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini vai allesercizio decadimento alfa A.A G. Cambi - M. Piccinini - N. Semprini - S. Zucchelli

12 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini 12 Backup Slides

13 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini 13 Effetto tunnel Stati di riflessione: E < V 0 Si può calcolare il Coefficiente di trasmissione: … e quello di riflessione:

14 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini 14 Il LASER

15 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini Per le energie degli stati permessi si ottiene m= massa elettrone n=numero quantico Il livello fondamentale (energia minima) dellelettrone si ha per n=1 e vale eV. Il livello fondamentale e quelli relativi ai valori di n fino a 6 sono riportati a lato Per si ottiene cioè uno stato non quantizzato. Lelettrone tende a restare nel suo stato fondamentale. Può passare ad uno stato eccitato solo assorbendo energia (ad esempio un fotone di energia esattamente pari alla differenza dei valori di energia dei due livelli I valori di energia permessi sono detti autovalori e le corrispondenti funzioni donda autofunzioni

16 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini E n=1 n=2 n=3 n=4 Serie di Lyman Serie di Balmer Perdita di energia per passaggio tra due stati (transizione) Lenergia è emessa sotto forma di energia luminosa: 1 fotone di energia ΔE La serie di Balmer da luce visibile Un elettrone che si trovi in uno stato eccitato tende a portarsi a valori di energia inferiori (ovviamente solo quelli permessi). Facendo ciò emette fotoni con energie (e quindi frequenze e lunghezze donda) ben definite. Le lunghezze donda delle onde emesse durante tali diseccitazioni (o transizioni tra i livelli) sono dette righe. Latomo di idrogeno è pertanto caratterizzato da ben definite righe di assorbimento e di emissione. Le varie righe sono poi raggruppate in serie (di Lyman, di Balmer, di Paschen, ecc.) Transizione tra livelli

17 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini Come si è visto, lenergia dellelettrone nei vari stati possibili allinterno dellatomo di idrogeno dipende da un solo numero quantico n, detto numero quantico principale Invece le funzioni donda che descrivono tali stati richiedono tre numeri quantici ( lelettrone può muoversi in uno spazio tridimensionale, per cui…vedi la trappola scatola retta ) n = numero quantico principale (indica lenergia dello stato) = numero quantico azimutale (indica il valore assoluto del momento angolare) = numero quantico magnetico (orientamento spaziale del momento angolare) può avere solo valori, interi, tra 0 ed n-1 può avere solo valori, interi, tra - ed n può avere solo valori interi 1, 2, 3, …., Autovalori

18 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini Si è già detto che le funzioni donda per latomo di idrogeno si ottengono risolvendo, in modo rigoroso, lequazione di Schroedinger tridimensionale o, in forma compatta: si ottiene, per lo stato fondamentale: Sfruttando anche il concetto di normalizzazione a è una costante detta raggio di Bohr : può essere assunto come il raggio efficace dellatomo di idrogeno. Esso vale:

19 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini Poiché (per lo stato fondamentale) dipende solo da r, assumiamo degli elementi di volume di tipo strato sferico, cioè: Il termine, proporzionale alla probabilità che lelettrone si trovi in dV, diventa: Si definisce la densità radiale di probabilità P(r) in modo che: Si ha quindi: densità radiale di probabilità P(r) per lo stato fondamentale dellidrogeno Si osserva che la probabilità più elevata si ha per un valore di r pari al raggio di Bohr.

20 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini Stato fondamentale dellatomo di idrogeno (n=1) Per un elettrone in questo stato i valori permessi per i numeri quantici principale, azimutale e magnetico sono: Stati dellatomo di idrogeno con n=2 Esistono quattro stati dellatomo di idrogeno possibili in questo caso: Per questi quattro stati lenergia dellelettrone è la stessa, poiché questa dipende solo dal numero quantico principale, come visto con la: ( sono stati chiamati degeneri )

21 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini Backup Slides

22 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini The near field and far field, along with the transition zone are regions in the field of electromagnetic radiation that emanates from an antenna. Certain behavior characteristics of electromagnetic fields dominate at one distance from the radiating antenna, while a completely different behavior can dominate at another location. Defined boundary regions categorize these behavior characteristics. of electromagnetic fields as a function of The regional boundaries are always measured as a function of a ratio of the distance from the radiating source to the wavelength of the radiation.electromagnetic radiation antennaelectromagnetic fields radiating sourcewavelength Basically, the far-field, which extends from about two wavelengths distance from the antenna to infinity, is the region in which the field acts as "normal" electromagnetic radiation. The power of this radiation decreases as the square of distance from the antenna, and absorption of the radiation has no effect on the transmitter. By contrast, the near-field, which is inside about one wavelength distance from the antenna, is a region in which there are strong inductive and capacitative effects from the currents and charges in the antenna, which do not behave like far-field radiation. These effects decrease in power far more quickly with distance, than does the far-field radiation power. Also, absorption of radiated power in this region does have effects which feed-back to the transmitter, increasing the load on the transmitter that feeds the antenna by decreasing the antenna impedance that the transmitter sees. Thus, the transmitter can sense that power has been absorbed from the near-field zone, and if this power is not absorbed, the transmitter does not draw as much power. The transition zone between these regions is the distance from one to two wavelengths from the antenna, in which both near and far field effects are important, and in which near field behavior dies out and ceases to become important, leaving far-field effects as the dominant interaction. The image to the right shows these regions and boundaries. It must be emphasized that such regions categorize field behaviors which vary, even within the region of interest. Thus, the boundaries for these regions are approximate "rules of thumb", as there are no precise cutoffs between them (all behavioral changes with distance are smooth changes). Even when precise boundaries can be defined in some cases, based primarily on antenna type and antenna size, but even in such cases, experts may differ in nomenclature used to describe the regions.rules of thumb

23 A.A G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini Evanescent wave applications In optics and acoustics, evanescent waves are formed when waves travelling in a medium undergo total internal reflection at its boundary because they strike it at an angle greater than the so-called critical angleopticsacoustics The physical explanation for the existence of the evanescent wave is that the electric and magnetic fields (or pressure gradients in the case of acoustical waves) cannot be discontinuous at a boundary, as would be the case if there were no evanescent wave- field. In quantum mechanics the physical explanation is exactly analogousthe Schrödinger wave-function representing particle motion normal to the boundary cannot be discontinuous at the boundary. More generally, practical applications of evanescent waves can be classified in the following way. (1) Those in which the energy associated with the wave is used to excite some other phenomenon within the region of space where the original travelling wave becomes evanescent (for example, as in the total internal reflection fluorescence microscope. (2) Those in which the evanescent wave "couples" two media in which travelling waves are allowed, and hence permits the transfer of energy or a particle between the media (depending on the wave-equation in use), even though no travelling-wave solutions are allowed in the region of space between the two media. An example of this is so-called wave-mechanical tunnelling


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