α részecske = 2p + 2n = bozon, 3 He = 2p+n+2e = fermion, H 2 molekula= 2(p+e ) = bozon, pozitron = e + = fermion,
|
|
- Júlia Irma Dobos
- 7 évvel ezelőtt
- Látták:
Átírás
1 Osztályozzuk a következő részecskéket a Fermi Dirac- és a Bose Einsteinstatisztika alapján: α-részecske, 3 He, H 2 molekula, pozitron, 6 Li + ion és 7 Li + ion A proton p), a neutron n), az elektron e ), és a pozitron e + ) fermionok A válaszokat úgy adhatjuk meg, hogy megvizsgáljuk, az egyes részecsklék hány fermionból állnak: α részecske = 2p + 2n = bozon, 3 He = 2p+n+2e = fermion, H 2 molekula= 2p+e ) = bozon, pozitron = e + = fermion, 6 Li + ion = 3p+3n+2e = bozon, 7 Li + ion = 3p+4n+2e = fermion 2 Számítsuk ki az 2 spinű részecskékből álló 3D ideális Fermi-gáz µ Fermipotenciálját és E belső energiáját 2 rendig abban az esetben, amikor a degeneráció megfelelően nagy A V térfogatú dobozban lévő szabad részecske Dε) állapotsűrűsége Dε) = 2V h 3 Z d ε 4πp 2 d p = 2 2πV dε ) 2m 3/2 h 2 ε /2, ahol p 2 = 2mε, a 2-es faktor pedig a spindegenráció következménye K-en az energiaállapotok az ε=µ szintig teljesen be vannak töltve µ meghatározható az Z µ Dε)dε = 4πV 2m h 2 ) 3/2 Z µ összefüggés alapján, ahol N a részecskeszám, így ) µ = h2 3N 3/2 2m 8πV ) 8π 2m 3/2 εdε = 3 V h 2 µ = N
2 2 Ez alapján Dε) = 3 2 Nε 2 µ 3 2 Véges hőmérsékleten az N = R fε)dε)dε összefüggést használva fε)dε)dε = 3 2 Nµ 3 2 A Bethe Sommerfeld sorfejtést ε gε) fε)dε = Z µ ε 2 fε)dε) = N ε gε)dε+ π2 6 k)2 g µ)+o k µ )4 ahol gε) folytonos, jól viselkedő függvény) alkalmazva, és ε = -t, illetve gε) = ε /2 -et behelyettesítve elsőrendben: µ µ ) 3 ) 2 [+ π2 k 2 + ] =, 8 µ tehát [ ) µ= µ + π2 k 2 ] 2/3 + 8 µ Közelítve +x) a +ax+ ): A belső energia: E = [ ) µ= µ π2 k 2 + ] 2 µ εdε) fε)dε = 3 2 Nµ 3/2 ε 3/2 fε)dε Ismét alkalmazva a Bethe Sommerfeld sorfejtést, elsőrendben: E = 3 ) µ 3/2 ) 5 N µ [+ 5π2 k 2 + ] µ 8 µ Felhasználva a µ-re kapott kifejezést: E = 3 5 Nµ [+ 5π2 k 2 µ ) 2 + ]
3 3 3 3 Mutassuk meg, hogy az ideális Fermi-gáz C V fajhőjére elegendően alacsony hőmérsékleten fennáll a C V = 3 π2 k 2 Dµ ) összefüggés, ahol Dε) egy részecske állapotsűrűsége K-en véges hőmérsékleten Z µ Dε)dε = N, Dε) fε)dε = N Alkalmazva a Bethe Sommerfeld sorfejtést: így N = Z µ Z µ Dε)dε+ 6 π2 k) 2 D µ)+, µ Dε)dε+ 6 π2 k) 2 D µ)+ = Alacsony hőmérsékleten µ µ µ,µ, így az előző egyenletet közelíthetjük: Így Hasonlóan sorfejtés után: E = Közelítve Z µ εdε)dε µ µ )Dµ )+ 6 π2 k) 2 D µ )+ = ε fε)dε)dε = Z µ µ µ 6 π2 k) 2 [ d dε lndε) ] Z µ ε=µ εdε)dε+ 6 π2 k) 2 [ d dε εdε) ] εdε)dε+µ µ )µ Dµ ) Z µ ε=µ + εdε)dε 6 π2 k) 2 µ D µ ),
4 4 az eredmény: Innen E Z µ C V = εdε)dε+ 6 π2 k) 2 Dµ ) ) E V 3 π2 k 2 Dµ ) 4 Egy mintában N darab elektron van, az elektronok állapotsűrűsége { D, ha ε > Dε) =, ha ε < a) Számítsuk ki a kémiai potenciált és a belső energiát K-en, N függvényében! Ellenőrizzük, hogy az energia extenzív mennyiség-e! b)n és segítségével adjuk meg annak feltételét, hogy a gáz nem degenerált! c)számítsuk ki a fajhőt és a kémiai potenciált alacsony hőmérsékleten erősen degenerált határeset)! Segítség: használjuk a Bethe-Sommerfeld sorfejtést!) így a) N = Z µ Dε)dε = Dµ, µ = N D Az energia E = Z µ εddε = Dµ2 2 = N2 2D, tehát, mivel az állapotsűrűség a térfogattal arányos D V), az energia extenzív mennyiség b) Nemdegenerált határeset feltétele: e βµ
5 4 5 Ekkor tehát a nemdegeneráltság feltétele N = e βµ e βε Ddε = e βµ Dk, e βµ = Dk N, jelentése: a k intervallumban sokkal több állapot kell, hogy legyen, mint ahány részecske van a rendszerben Más alakban felírva: Így k N D c) Bethe-Sommerfeld sorfejtés: Fε) fε)dε Z µ k µ, Z µ Fε)dε+ π2 6 k)2 F µ) E ) Dεdε+ π2 6 k)2 Dε) µ = 2 Dµ2 + π2 6 k)2 D A fajhő számításához szükséges a kémiai potenciál hőmérsékletfüggésének ismerete A részecskeszám normaintegrál): így N = Dε)dε e k ε µ) +, ) µ= µ + π2 d 6 k)2 dε lndε) ε=µ Alacsony hömérsḱleten a kémiai potenciál hőmérsékletfüggésétől eltekinthetünk: C ) = E = kπ2 3 Dk, a fajhő lineárisan indul Megjegyzés: Az eredményt a Bethe Sommerfeld sorfejtés nélkül is megkaphatjuk: βµ esetén [ Z µ Z µ ) Z ] dε N = D dε e βε µ) dε+ + µ e βε µ) = + [ Z µ Z dε ] = D µ e βε µ) + + dε µ e βε µ) + [ Z dy ] D µ e βy + + dy e βy = Dµ, +
6 6 és E = [ Z εddε µ Z µ Z e βε µ) + = D εdε ] εdε e βε µ) + εdε µ e βε µ) + [ Z ] D 2 µ2 + 2k) 2 xdx e x = + Az egyenlet első tagja nem függ a hőmérséklettől, így: 5 de d 3 π2 Dk 2 Mutassuk meg, hogy az ideális Fermi-gáz állapotegyenlete pv = 2 3 U = 2 Dµ2 + 6 π2 Dk) 2 alakban írható, és vezessük le a kompresszibilitásra vonatkozó képletet erős degeneráció esetén A nagykanonikus partíciós függvényt használva pv = k lnξ = k Dε)dεln+e βµ ε) ), ahol szabad elektronok esetén Dε) = Cε /2, 2 ) 3 Cµ2/3 = N,µ = h2 3N 2/3 2m 8πV Parciálisan integrálva: = )[ 3 2 Nk 3 µ 2 2 ) 3 pv = 2 Nk 2 µ 3 ε 2 dεln+e βµ ε) ) = 3 ε 3 2 ln+e βµ ε) ) = Nµ 3 2 ] + 2 ) 3 β ε 3 2 dεe βε µ) + ) = ε 3 2 dε fε) = 2 3 εdε) fε)dε = 2 3 E
7 6 7 Felhasználva az előző feladatban kapott energia kifejezést: ν V/N jelöléssel: Az előző feladat alapján µ = h2 2m 6 κ = V ) V p pv = 2 5 Nµ + π2 6 N k2 2 µ + p = 2 µ 5 ν + π2 k µ ν + = ν ) p ν 3N 8πV ) 3/2 V 2/3, így a kompresszibilitás = [ 2 µ 3 ν + π2 k 2 2 ] 8 µ ν + = = 3 2 ν µ ) [ π2 k 2 + ] 2 µ Becsüljük meg a Fermi-energiát a) tipikus fémben lévő elektronokra b) tipikus fémben lévő nukleonokra a mag sugara R = r A 3, r = 2 5 m), A a nukleonok száma) c) He 3 folyadékban az egy atom által elfoglalt térfogat m 3 ) A Fermi energia: ahol k F = ε F = ħ2 k 2 F 2m, 6π 2 N gv ) /3, g a spindegeneráció Mivel N = g k <kf ) Így a) N V 29 m 3,ε F 5eV
8 8 b) c) N V A r 3 A = r 3 45 m 3,ε F 8 ev ε F 3 ev 7 együk fel, hogy az elektronok között nincs kölcsönhatás! Milyen sűrű legyen az elektrongáz ahhoz, hogy a Fermi-felületen levő elektronok sebessége a fénysebesség fele legyen? ρ 35 m 3 8 Hogyan aránylik egymáshoz a proton- és az elektrongáz adott sűrűségen vett Fermi-hőmérséklete? k F = ε F = ħ2 6π 2 N ) 2/3, 2m gv ez alapján: F e p = m p F m e 9 Számítsuk ki a = K hőmérsékletű ideális Fermi-gáz nyomását!
9 9 = hőmérsékleten S =, így ) E p = V A teljes energia: N ħ2k2 E = g 2m = 3 5 Nε F = 3 5 N ħ2 6π 2 N ) 2/3, 2m gv k <k F ami alapján p = 2 N ħ 2 6π 2 N ) 2/3 5 V 2m gv Számítsuk ki a betöltési szám fluktuációját Fermi Dirac statisztika esetén! A betöltési szám: Így n = z i = e βε µ) + z = z i i n max e βµ ε i)n n= P i n) = eβµ ε i)n z i n i = np i n) = z i n z i βµ) 2 z i ni n j = δi j z i βµ) 2 + δ i j) n i n j n i n j n i n j = δ i j n i n i )
10 Számítsuk ki a betöltési szám fluktuációját Bose Einstein statisztika esetén! A betöltési szám: n i = e βε i µ) Az előző feladat számolását felhasználva a fluktuáció: n i n j n i n j = δ i j n i + n i ) 2 Számítsuk ki a betöltési szám fluktuációját Boltzmann statisztika esetén! Az előző feladathoz hasonlóan A fluktuáció: n i n j n i n j = δ i j n i + n i ) Boltzmann statisztika esetén n i e βµ ), így n i n j n i n j = δ i j n i 3 Mutassuk meg, hogy kétdimenziós ideális Bose-gázban nem léphet fel Bose Einstein kondenzáció! L x L y területű tartományban lévő ideális gázmolekulák energianívóira teljesül az alábbi összefüggés: εk x,k y ) = ħ2 2m k2 x + k 2 y) k x = 2πn x,k y = 2πn y,n x,n y =,±, L x L y Bose statisztika esetén a teljes részecskeszám N = i e ε i µ)/k,
11 4 ahol az összegzést az összes energianívóra kell elvégezni Feltéve, hogy L x és L y nagyok, az összegzés k térbeli integrálásra cserélhető: ahol k 2 = k 2 x + k 2 y Így Változócserével: N = L Z xl y 2π) 2 dk x dk y ), exp β ħ2 k 2 2m µ) N = L Z xl y 2π) 2 2π kdk ) = exp β ħ2 k 2 2m µ) Z m dε = 2πL x L y h 2 e βε µ) N = 2πL x L y mk h 2 dx e x βµ Látható, hogy µ esetben az integrál divergál, azaz µ megefelelő megválasztásával a részecskeszám állandónak tartható tetszőlegesen alacsony hőmérsékleten, így nem lép fel BEC 4 Mutassuk meg, hogy egydimenziós ideális Bose-gázban nincs kondenzáció! Az előző feladathoz hasonlóan a részecskeszám változócsere után felirható: ) N 2πmk /2 V = dx h 2 e x2 βµ Látható, hogy µ esetben az integrál divergál, azaz µ megefelelő megválasztásával a részecskeszám állandónak tartható tetszőlegesen alacsony hőmérsékleten, így nem lép fel BEC 5 Állandó hőmérsékleten milyen sűrűségnél következik be a Bose-kondenzáció az ideális Bose-gázban? Hogyan függ a sűrűségtől a kondenzált részecskék
12 2 száma? Három dimezióban az állapotsűrűség: gε) = ) 2m 3/2 2π 2 ħ 2 ε /2 Mivel a BEC megjelenését a kémiai potenciál zérussá válása jelzi, így a kritikus sűrűség: x ε k változócserével: N 2m V = 2π ħ 2 Ez alapján a kritikus sűrűség ) 3/2 dεε /2 e ε ) N 2mk 3/2 V = 2π dxx /2 ħ 2 e x ρ c 3/2 ρ > c esetén a kondenzátumban lévő részecskéket N ) külön kell választanunk így 6 N = N + n k, k N N = ρ c ρ A modellt a kölcsönható gázok egy leegyszerűsített leírására használjuk A térfogatot b nagyságú cellákra osztjuk, egy részecske állapotát azzal adjuk meg, melyik cellában található A merev gömböknek megfelelő rácsgázban a kölcsönhatás u i j = {, ha i = j, ha i j
13 7 3 alakú, ahol i és j a cellák indexe a) Határozzuk meg az állapotegyenletet! b) Számítsuk ki a viriálegyütthatókat! a) Mivel V b így számú cellában van N részecske, az állapotösszeg konfigurációs része: ) V/b Q = b N, N p k = V lnq = b ln Nb ) V Ritka gáz határesetben ρ= V N b ) visszakapjuk az ideális gázra vonatkozó állapotegyenletet ρ = b esetben p, mivel több részecskét nem tudunk elhelyezni az adott térfogatban b) Az állapotegyenlet ρ szerinti sorfejtéséből tehát a viriálegyütthatók: 7 p k = b n= Nb V B n = bn n ) n n, Szilárdtestben az atomok egyensúlyi helyzetük körül kis amplitúdójú rezgést végeznekn atom esetén 3N normálmódus van Az ω és ω+dω közti frekvenciájú módusok száma gω) = 3 V 2π) 3 4πk2 dk, és k = ω c, ahol c a hangsebesség Az állapotsűrűség: gω)dω = V 3ω2 2π 2 c 3 dω, a Debye-frekvenciát az összes módus száma határozza meg: 3N = Z ωd gω)dω
14 4 6π 2 ) N 3 ω D = c V Határozzuk meg a teljes energiát és a fajhőt és elemezzük a hőmérsékletfüggést! Az energia E = 3V Z ωd 2π 2 c 3 E N = 9k)4 ħω D ) 3 A Debye-függvényt használva ) E N = 3k D D = 3k dω e βħω ħω Z βħωd 3k[ π4 5 ahol D = ħω D k, Debye-hőmérséklet Így és ω2 t 2 dt e t ) 3 D 8 +, ha D ) 3, D +], ha D C V ) 3Nk C V ) Nk 3 A fajhő alacsony hőmérsékleten köbösen indul, majd magas hőmérsékleten belesimul a Dulong Petit törvény által megadott értékbe 8 Mutassuk meg, hogy a fotongáz kémiai potenciálja A tartályba zárt elektromágneses hullámokat rezgési normál módusoknak tekinthetjük Az i-edik normál módus frekvenciája ν i, n i a módus kvantumszáma Ekkor az n,n, ) kvantumszámokkal meghatározott hullám energiája En,n, ) = n i hν i i
15 9 5 Ez alapján a fotongáz kanonikus partíciós függvénye Z,V) = n = n = [ exp En ] ),n, ) = Π i e hν i k, k és n j = n j e n j n j = [ hν j k e n j n j = ] hν j k = e hν j k Ezek az egyenletek egy µ= kémiai potenciálú ideális gáz egyenletei Megjegyzés: Az eredmény egyszerűbben is megkapható: mivel a fotonok N számára nincsen megkötés, rögzített és V mellett a szabadenergiát a ) F = N,V összefüggés minimalizálja, amely pontosan megegyezik a kémiai potenciál kifejezésével: 9 F N = µ= Számítsuk ki átlagtér tér közelítésben egy Ising-ferromágnes szabadenergáját, fajhőjét, szuszceptibilitását a mágnesezettség függvényében! Molekuláris tér közelítésben S i S j = m 2 + ms i + ms j +S i m)s j m) m 2 + ms i + ms j Az állapotösszeg [ = exp S [ )] Z = exp β J S i S j B S i = S i, j i N zk ] 2 m2 +zkm+h) S i = e N zk 2 m2 [2chzkM + h)] N, i
16 6 ahol N a rácspontok száma, z az első szomszédok száma, K = k J,h = B m = S i = zkm+h) Így a szabadenergia: [ F = k lnz = N ] 2 zjm2 k ln[2chzkm+h)], a fajhő: C B = a szuszceptibilitás pedig 2 2 ) F 2 = N ) zj m B 2 m2 Bm = NzJm B) χ = ) M k) = B ch 2 zkm+h) zk Vizsgáljuk átlagtér tér közelítés segítségével, hogyan változik egy Ising-ferromágnes mágnesezettsége és szuszceptibilitása a fázisátalakulási ponthoz közeledve! ), B k, Mint az előző feladatban láttuk, mágneses tér nélkül m = th zjβm) x esetén thx) x, így zjβ < esetén az egyenletnek csak m = a megoldása, nincs spontán mágnesezettség magashőmérsékleti fázis) zjβ > esetben három megoldás van m =,m = ±m ), mely esetben az m ± megoldás minimalizálja a szabadenergiát, így spontán mágnesezettség jelenik meg a rendszerben A fázisátalakulás k c = zj pontban következik be A kritikus hőmérséklet alatt kicsi a mágnesezettség, így th zjβm) sorfejtése: m zjβm 3 zjβ)3 m 3 Ez alapján zjβ > -re ) 3 zjβ ) /2 m = zjβ) 3 c ) /2
17 2 7 A szuszceptibilitás megkapható mágneses tér nélkül) ) m k) χ = = B ch 2 zjβm)+zjβ > c esetén m =, így χ > k c ) < c esetén ch 2 -et sorbafejtve m 2 rendig: χ, 2k c ) A fázisátalakulási pontban a szuszceptibilitás divergál analóg módon a Van der Waals gáz kompresszibilitásának kritikus pontbeli divergenciájával 2 Vizsgáljuk az Ising modellt egy dimenzióban, periodikus határfeltétellel N részecske)! A partíciós függvény és a transzfermátrix segítségével határozzuk meg a szabadenergiát Vizsgáljuk a mágnesezettség határeseteit! A partíciós függvény: A transzfermátrix: Z N = s s 2 [ β = s s N exp ahol s,s = ± Ekkor [ exp s N N i= s ˆ s ss = exp ) = s ˆ s 2 s 2 ˆ s s 2 β N i= ] Js i s i+ + Hs i ) = εs i s i+ + ] 2 Hs i + s i+ )) [ βjss + ] 2 Hs+s )), Z N = s s 2 s2 s 3 sn s N sn s = s s N ) s 3 s 3 s N ˆ s = s 3 = s s N s = r N )
18 8 Kifejtve: + ˆ + = expβj + H)) ˆ = expβj H)) + ˆ = expβ J)), sajátértékei: ] λ ± = e [chβh) βj ± sh 2 βh)+e 4βJ Így Z N = r N ) = λ N + + λ N J > ferromágnes), >, így bármely H esetén λ + > λ, N esetén λ nem fontos, Z N λ N + Ekkor a szabadenergia: = NJ Nk ln F = k lnλ N +) = Nk λ + = [ ] chβh) + sh 2 βh)+e 4βJ A határesetek: MH =, ) = [ ] MH, ) = N 2exp 2βH + 2J)) MH = f ix, ) = N H k Curie-tv) MH = f ix, = f ix,j ) = N hőmérséklet nem veri szét a teljes rendet)
19 Mutassuk meg alkalmas transzformációval, hogy a rácsgáz modell leképezhető az Ising modellre! Egy dimenzióban rácsgáz modell Hamilton függvénye: H = µ n j ε n j n k, j jk ahol az egyes cellák betöltési száma n i =,, ε pedig a szomszédos cellák közötti kölcsönhatás Hogy belássuk az ekvivalenciát, változó transzformációt végzünk: n i s j + )/2 Ezzel a cserével H = µ 2 j s j + ) ε 4 jk s j + )s k + ) = = ε 4 s j s k ε 2 + µ 2 s j µ 2 jk jk j = ε 4 Nε j s k jk s 2 + µ ) 2 s j ε 4 jk = s j Nε j 4 Ez alapján látható az izomorfia a rácsgáz és az Ising modell között, a betöltött üres) cellának felfelé lefelé) álló spin felel meg, a csatolás: J = ε/4, a mágneses tér: h = Nε 2 + µ 2 az energiában megjelenő konstans járulék természetesen nem okoz gondot) 23 Egy kölcsönható gázban a részecskék közötti párpotenciál a következő: u ha r < r u ur) = ha r r < αr, egyébként ahol u > és α > a) Írja fel a gáz állapotegyenletét a viriálsorfejtés első nemtriviális tagjáig! b) Ebben a közelítésben számítsa ki azt a hőmérsékletet, ahol a nyomás megegyezik az ugyanolyan hőmérsékletű és sűrűségű) ideális gáz nyomásával! Milyen α ra létezik ilyen hőmérséklet?
20 2 Megoldás a) A viriálegyüttható: ahol B 2 ) = 2π Az állapotegyenlet: ) e βur) r 2 dr ) = 2π e βu r 3 ) 3 2π e βu r 3 α 3 ) 3 = V e βu + α 3 ) )) e βu, 2 p = nk B + n 2 k B B 2 ) = nk B n 2 k B V 2 V = 4πr3 3 e βu + α 3 ) )) e βu b) Keressük azon hőmérsékletet, melyre B 2 ) = = e β u + α 3 ) ) e β u =, ahol β = /k B Bevezetve az x = e β u > ) jelölést, a α 3 ) x 2 α 3 x+ = másodfokú egyenlethez jutunk, melynek megoldásai x 2 = α3 ± α 6 4α 3 ) 2α 3 ) = α3 ± α 3 2 2α 3 ) = α 3, ha α 3 2 x = a triviális megoldást jelenti Figyelembevéve az x > feltételt, nemtriviális megoldás csak α < 3 2 esetén létezik: β u = ln α 3 ) = = k B lnα 3 ) α = 3 2 esetén x = x 2 = ) u
21 Egy kölcsönható gázban a molekulák között ható párpotenciált a következő függvény írja le: u >,r > r ) ur) = u lnr/r ) ha < r < r ha r r, a) Írja fel a gáz állapotegyenletét a viriálsorfejtés első nemtriviális tagjáig! b) Ebben a közelítésben és az u /k B határesetben számítsa ki azt a hőmérsékletet, ahol a nyomás megegyezik az ugyanolyan hőmérsékletű és sűrűségű ideális gáz nyomásával! Mi a feltétele létezésének? Használja a lim x ln+x) x 2 x2 azonosságot!) Megoldás a) A viriálegyüttható:) B 2 ) = 2π = 2π Z r ) e βur) r 2 dr [ ) r βu ] r 2 dr r = 2πr3 Z r 3 /r 2πr3 = 2πr3 3 2πr3 3+βu ) = 2πr3 3 Az állapotegyenlet tehát: p = nk B + n 2 k B B 2 ) = nk B + n 2 k B 2πr3 3 +βu /3 t 2+βu dt ) 3+βu r r r r +βu /3 ) βu ) r r ) βu )
22 22 b) Keressük azon hőmérsékletet, melyre B 2 ) = = r r ) β u = + β u 3, ahol β = /k B Bevezetve az x = β u x > ) jelölést, az ) x r = + x 3, r egyenlet megoldhatóságának feltételét keressük Mindkét oldali függvény x = -ban az értéket veszi fel, azaz mint mindig) triviális megoldás Ugyanakkor mindkét függvény monoton nő és könnyen belátható, hogy x > metszéspontjunk akkor van, ha az r ) x r függvény deriváltja x = -ban kisebb mint 3, d dx r r ) x = ln r r r r ) x ln r r < 3 r < e /3 r = 396r A magas hőmérsékleti megoldást x ) keresve is ugyanerre az eredményre jutunk Logaritmust vonva ugyanis: xln r r = ln+x/3) x 3 x2 8 = x = 8 ln r ) >, r 3 amiből a ln r r < 3 feltétel adódik Ekkor = u 6k B 3ln r r ) Nyilvánvaló, hogy a fenti kifejezés r e /3 r határesetben egyre jobban közelíti az egzakt megoldást
23 Egy reális gáz állapotegyenlete a következő: p = nk B Bn 2 +Cn 3, ahol B, C pozitív konstansok, és n = /v = N/V a) Számítsa ki a termodinamikai változók kritikus értékeit p c, c, n c )! b) Írja fel a redukált állapotegyenletet! c) Határozza meg az izotermikus kompresszibilitás viselkedését c körül! Segítség: Megoldás a) Kritikus paraméterek: κ ) V ) p = V = n p n p n = k B 2Bn+3Cn 2 2 p n 2 = 2B+6Cn 2 p n 2 = = n c = B nc 3C p n = = k B c = 2Bn c 3Cn 2 c = 2B B nc, c c = B2 3k B C B 3C 3C 3C ) 2 = B2 3C = Bn c p c = n c k B c Bn 2 c +Cn 3 c = Bn 2 c Bn 2 c +Cn 3 c == Cn 3 c = B3 27C 2 b) Redukált állapotegyenlet p p p c, c,n n n c
24 24 pp c = nk B n c c Bn 2 n 2 c +Cn 3 n 3 c n c k B c p c p = n n ck B c p c = B Cn c = 3 n 2 Bn2 c p c, Bn2 c p c + n 3Cn3 c p c = B Cn c = 3 p = 3n 3n 2 + n 3, Cn3 c p c = c) Izotermikus kompresszibilitás κ = ) V = κ V p A kritikus pont körül: ) p = V = n V p = 3 6n+3n2 n ) p = p c n n ) p n κ = p cn 3 6n+3n 2) = κ n= = p ) B 3 ) c 3 3 = 9C 2 κ = 9C2 B 3
Alkalmazás a makrókanónikus sokaságra: A fotongáz
Alkalmazás a makrókanónikus sokaságra: A fotongáz A fotonok az elektromágneses sugárzás hordozó részecskéi. Spinkvantumszámuk S=, tehát kvantumstatisztikai szempontból bozonok. Fotonoknak habár a spinkvantumszámuk,
RészletesebbenAz ideális Fermi-gáz termodinamikai mennyiségei
Az ideális Fermi-gáz termodinamikai mennyiségei Kiegészítés III. éves BSc fizikusok számára Cserti József Eötvös Loránd udományegyetem, Komplex Rendszerek Fizikája anszék 2017. március 1. Néhány alapvető
RészletesebbenAzonos és egymással nem kölcsönható részecskékből álló kvantumos rendszer makrókanónikus sokaságban.
Kvantum statisztika A kvantummechanika előadások során már megtanultuk, hogy az anyagot felépítő részecskék nemklasszikus, hullámtulajdonságokkal is rendelkeznek aminek következtében viselkedésük sok szempontból
RészletesebbenA TételWiki wikiből. c n Ψ n. Ψ = n
1 / 9 A TételWiki wikiből 1 Bevezetés, ideális gázok, Fermi- és Bose-eloszlás 1.1 A Bose-Einstein-eloszlás 1.2 A Fermi-Dirac-eloszlás 1.3 Ideális gázok 1.4 A klasszikus határeset 2 Bose-Einstein kondenzáció
RészletesebbenFermi Dirac statisztika elemei
Fermi Dirac statisztika elemei A Fermi Dirac statisztika alapjai Nagy részecskeszámú rendszerek fizikai jellemzéséhez statisztikai leírást kell alkalmazni. (Pl. gázokra érvényes klasszikus statisztika
Részletesebbendinamikai tulajdonságai
Szilárdtest rácsok statikus és dinamikai tulajdonságai Szilárdtestek osztályozása kötéstípusok szerint Kötések eredete: elektronszerkezet k t ionok (atomtörzsek) tö Coulomb- elektronok kölcsönhatás lokalizáltak
RészletesebbenMonte Carlo módszerek a statisztikus fizikában. Az Ising modell. 8. előadás
Monte Carlo módszerek a statisztikus fizikában. Az Ising modell. 8. előadás Démon algoritmus az ideális gázra időátlag fizikai mennyiségek átlagértéke sokaságátlag E, V, N pl. molekuláris dinamika Monte
RészletesebbenEbben a fejezetben az előzőkben megalapozott elmélet legegyszerűbb alkalmazásait
IV. IDEÁLIS GÁZOK Ebben a fejezetben az előzőkben megalapozott elmélet legegyszerűbb alkalmazásait vizsgáljuk. Ideális gáznak a kölcsönhatásmentes részecskék rendszerét nevezzük. Különböző ideális gázokról
RészletesebbenMolekuláris dinamika I. 10. előadás
Molekuláris dinamika I. 10. előadás Miről is szól a MD? nagy részecskeszámú rendszerek ismerjük a törvényeket mikroszkópikus szinten minden részecske mozgását szimuláljuk? Hogyan tudjuk megérteni a folyadékok,
RészletesebbenA kanonikus sokaság. :a hőtartály energiája
A kanonikus sokaság A mikrokanonikus sokaság esetén megtanultuk, hogy a megengedett mikroállapotok egyenértéküek, és a mikróállapotok száma minimális. A mikrókanónikus sokaság azonban nem a leghasznosabb
RészletesebbenMolekuláris dinamika. 10. előadás
Molekuláris dinamika 10. előadás Mirőlis szól a MD? nagy részecskeszámú rendszerek ismerjük a törvényeket mikroszkópikus szinten? Hogyan tudjuk megérteni a folyadékok, gázok, szilárdtestek makroszkópikus
RészletesebbenJanuary 16, ψ( r, t) ψ( r, t) = 1 (1) ( ψ ( r,
Közelítő módszerek January 16, 27 1 A variációs módszer A variációs módszer szintén egy analitikus közelítő módszer. Olyan esetekben alkalmazzuk mikor ismert az analitikus alak amelyben keressük a sajátfüggvényt,
RészletesebbenFázisátalakulások, avagy az anyag ezer arca. Sasvári László ELTE Fizikai Intézet ELTE Bolyai Kollégium
Fázisátalakulások, avagy az anyag ezer arca Sasvári László ELTE Fizikai Intézet ELTE Bolyai Kollégium Atomoktól a csillagokig, Budapest, 2016. december 8. Fázisátalakulások Csak kondenzált anyag? A kondenzált
RészletesebbenAtomok. szilárd. elsődleges kölcsönhatás. kovalens ionos fémes. gázok, folyadékok, szilárd anyagok. ionos fémek vegyületek ötvözetek
Atomok elsődleges kölcsönhatás kovalens ionos fémes véges számú atom térhálós szerkezet 3D ionos fémek vegyületek ötvözetek molekulák atomrácsos vegyületek szilárd gázok, folyadékok, szilárd anyagok Gázok
RészletesebbenPósfay Péter. arxiv: [hep-th] Eur. Phys. J. C (2015) 75: 2 PoS(EPS-HEP2015)369
arxiv:1604.01717 [hep-th] Eur. Phys. J. C (2015) 75: 2 PoS(EPS-HEP2015)369 Pósfay Péter ELTE, Wigner FK Témavezetők: Jakovác Antal, Barnaföldi Gergely G. Motiváció FRG módszer bemutatása Kölcsönható Fermi-gáz
Részletesebben1 Műszaki hőtan Termodinamika. Ellenőrző kérdések-02 1
1 Műszaki hőtan Termodinamika. Ellenőrző kérdések-02 1 Kérdések. 1. Mit mond ki a termodinamika nulladik főtétele? Azt mondja ki, hogy mindenegyes termodinamikai kölcsönhatáshoz tartozik a TDR-nek egyegy
RészletesebbenA spin. November 28, 2006
A spin November 28, 2006 1 A spin a kvantummechanikában Az elektronnak és sok más kvantummechanikai részecskének is van egy saját impulzusnyomatéka amely független a mozgásállapottól. (Úgy is mondhatjuk,
Részletesebben1.1. Feladatok. x 0 pontban! b) f(x) = 2x + 5, x 0 = 2. d) f(x) = 1 3x+4 = 1. e) f(x) = x 1. f) x 2 4x + 4 sin(x 2), x 0 = 2. általános pontban!
. Egyváltozós függgvények deriválása.. Feladatok.. Feladat A definíció alapján határozzuk meg a következő függvények deriváltját az x pontban! a) f(x) = x +, x = 5 b) f(x) = x + 5, x = c) f(x) = x+, x
RészletesebbenMegoldott feladatok november 30. n+3 szigorúan monoton csökken, 5. n+3. lim a n = lim. n+3 = 2n+3 n+4 2n+1
Megoldott feladatok 00. november 0.. Feladat: Vizsgáljuk az a n = n+ n+ sorozat monotonitását, korlátosságát és konvergenciáját. Konvergencia esetén számítsuk ki a határértéket! : a n = n+ n+ = n+ n+ =
Részletesebben3. (b) Kereszthatások. Utolsó módosítás: április 1. Dr. Márkus Ferenc BME Fizika Tanszék
3. (b) Kereszthatások Utolsó módosítás: 2013. április 1. Vezetési együtthatók fémekben (1) 1 Az elektrongáz hővezetési együtthatója A levezetésben alkalmazott feltételek: 1. Minden elektron ugyanazzal
RészletesebbenAtomfizika. Az atommag szerkezete. Radioaktivitás Biofizika, Nyitrai Miklós
Atomfizika. Az atommag szerkezete. Radioaktivitás. 2010. 10. 13. Biofizika, Nyitrai Miklós Összefoglalás Atommag alkotói, szerkezete; Erős vagy magkölcsönhatás; Tömegdefektus. A kölcsönhatások világképe
Részletesebben1. Számsorok, hatványsorok, Taylor-sor, Fourier-sor
. Számsorok, hatványsorok, Taylor-sor, Fourier-sor Vizsgálja meg a következő végtelen sorokat konvergencia szempontjából. Tétel. (Cauchy-féle belső konvergenciakritérium) A a n végtelen sor akkor és csakis
RészletesebbenAZ ELEKTRON MÁGNESES MOMENTUMA. H mágneses erœtérben az m mágneses dipólmomentummal jellemzett testre M = m H forgatónyomaték hat.
AZ ELEKTRON MÁGNESES MOMENTUMA Mágneses dipólmomentum: m H mágneses erœtérben az m mágneses dipólmomentummal jellemzett testre M = m H forgatónyomaték hat. M = m H sinϕ (Elektromos töltés, q: monopólus
RészletesebbenHangfrekvenciás mechanikai rezgések vizsgálata
Hangfrekvenciás mechanikai rezgések vizsgálata (Mérési jegyzőkönyv) Hagymási Imre 2007. május 7. (hétfő délelőtti csoport) 1. Bevezetés Ebben a mérésben a szilárdtestek rugalmas tulajdonságait vizsgáljuk
RészletesebbenSzilárd testek fajhője
Szilárd testek fajhője A kristályos szilárd testeket sok vonatkozásukban úgy tekinthető k, mint egy háromdimenziós rács csúcspontjaiban elhelyezked ő molekulák sokasága. Az ideális gázzal ellentétben ezen
Részletesebben1. előadás. Gáztörvények. Fizika Biofizika I. 2015/2016. Kapcsolódó irodalom:
1. előadás Gáztörvények Kapcsolódó irodalom: Fizikai-kémia I: Kémiai Termodinamika(24-26 old) Chemical principles: The quest for insight (Atkins-Jones) 6. fejezet Kapcsolódó multimédiás anyag: Youtube:
Részletesebben1. Az üregsugárzás törvényei
1. Az üregsugárzás törvényei 1.1. A Wien féle eltolódási törvény és a Stefan-Boltzmann törvény Egy zárt, belül üres fémdoboz kis nyílása az úgynevezett abszolút fekete test. A nyílás elektromágneses sugárzást
RészletesebbenAz eddigiekben olyan rendszerekkel foglalkoztunk, melyek részecskéi egymástól
V. Kölcsönható rendszerek Az eddigiekben olyan rendszerekkel foglalkoztunk, melyek részecskéi egymástól függetlenek voltak, s ez annak volt a következménye, hogy a köztük lévő kölcsönhatás elhanyagolhatóan
RészletesebbenAtomok. szilárd. elsődleges kölcsönhatás. kovalens ionos fémes. gázok, folyadékok, szilárd anyagok. ionos fémek vegyületek ötvözetek
Atomok elsődleges kölcsönhatás kovalens ionos fémes véges számú atom térhálós szerkezet 3D ionos fémek vegyületek ötvözetek molekulák atomrácsos vegyületek szilárd gázok, folyadékok, szilárd anyagok Gázok
Részletesebben2. A hőátadás formái és törvényei 2. A hőátadás formái Tapasztalat: tűz, füst, meleg edény füle, napozás Hőáramlás (konvekció) olyan folyamat,
2. A hőátadás formái és törvényei 2. A hőátadás formái Tapasztalat: tűz, füst, meleg edény füle, napozás. 2.1. Hőáramlás (konvekció) olyan folyamat, amelynek során a hő a hordozóközeg áramlásával kerül
RészletesebbenSzilárdtestek mágnessége. Mágnesesen rendezett szilárdtestek
Szilárdtestek mágnessége Mágnesesen rendezett szilárdtestek 2 Mágneses anyagok Permanens atomi mágneses momentumok: irány A kétféle spin-beállású elektronok betöltöttsége különbözik (spin-polarizáció)
Részletesebbenazonos sikban fekszik. A vezetőhurok ellenállása 2 Ω. Számítsuk ki a hurok teljes 4.1. ábra ábra
4. Gyakorlat 31B-9 A 31-15 ábrán látható, téglalap alakú vezetőhurok és a hosszúságú, egyenes vezető azonos sikban fekszik. A vezetőhurok ellenállása 2 Ω. Számítsuk ki a hurok teljes 4.1. ábra. 31-15 ábra
RészletesebbenSzilárdtestek sávelmélete. Sávelmélet a szabadelektron-modell alapján
Szilárdtestek sávelmélete Sávelmélet a szabadelektron-modell alapján A Fermi Dirac statisztika alapjai Nagy részecskeszámú rendszerek fizikai jellemzéséhez statisztikai leírást kell alkalmazni. (Pl. gázokra
Részletesebben1. Példa. A gamma függvény és a Fubini-tétel.
. Példa. A gamma függvény és a Fubini-tétel.. Az x exp x + t )) függvény az x, t tartományon folytonos, és nem negatív, ezért alkalmazható rá a Fubini-tétel. I x exp x + t )) dxdt + t dt π 4. [ exp x +
Részletesebben= x2. 3x + 4 ln x + C. 2. dx = x x2 + 25x. dx = x ln 1 + x. 3 a2 x +a 3 arctg x. 3)101 + C (2 + 3x 2 ) + C. 2. 8x C.
. Határozatlan integrál megoldások.. 5. 7 5 5. t + t 5t. 8 = 7 8 = 8 5 8 5 6. e + 5 ln + tg + 7. = 8. + 5 = 5 ln + 5 9. = + 5 + 5 5 + 5 + 5 = /5 = 5 6 6/5 + 5 5 = + ln = 5 + 5 = + ln + 0.. a +a arctg a.
RészletesebbenSzilárdtestek el e ek e tr t o r n o s n zer e k r ez e et e e t
Szilárdtestek elektronszerkezete Kvantummechanikai leírás Ismétlés: Schrödinger egyenlet, hullámfüggvény, hidrogén-atom, spin, Pauli-elv, periódusos rendszer 2 Szilárdtestek egyelektron-modellje a magok
RészletesebbenAtomok és molekulák elektronszerkezete
Atomok és molekulák elektronszerkezete Szabad atomok és molekulák Schrödinger egyenlete Tekintsünk egy kvantummechanikai rendszert amely N n magból és N e elektronból áll. Koordinátáikat jelölje rendre
RészletesebbenDifferenciálegyenletek december 13.
Differenciálegyenletek 2018. december 13. Elsőrendű DE Definíció. Az elsőrendű differenciálegyenlet általános alakja y = f (x, y), ahol f (x, y) adott kétváltozós függvény. Minden y = y(x) függvény, amire
RészletesebbenFeladatok megoldásokkal a 9. gyakorlathoz (Newton-Leibniz formula, közelítő integrálás, az integrálszámítás alkalmazásai 1.
Feladatok megoldásokkal a 9. gyakorlathoz (Newton-Leibniz formula, közelítő integrálás, az integrálszámítás alkalmazásai.). Feladat. Határozzuk meg az alábbi integrálokat: a) x x + dx d) xe x dx b) c)
Részletesebben2015/16/1 Kvantummechanika B 2.ZH
2015/16/1 Kvantummechanika B 2.ZH 2015. december 10. Információk 0. A ZH ideje minimum 90 perc, maximum 180 perc. 1. Az összesen elérhet pontszám 270 pont. 2. A jeles érdemjegy eléréséhez nem szükséges
RészletesebbenBevezetés a modern fizika fejezeteibe. 4. (e) Kvantummechanika. Utolsó módosítás: december 3. Dr. Márkus Ferenc BME Fizika Tanszék
Bevezetés a modern fizika fejezeteibe 4. (e) Kvantummechanika Utolsó módosítás: 2014. december 3. 1 A Klein-Gordon-egyenlet (1) A relativisztikus dinamikából a tömegnövekedésre és impulzusra vonatkozó
RészletesebbenKirchhoff 2. törvénye (huroktörvény) szerint az áramkörben levő elektromotoros erők. E i = U j (3.1)
3. Gyakorlat 29A-34 Egy C kapacitású kondenzátort R ellenálláson keresztül sütünk ki. Mennyi idő alatt csökken a kondenzátor töltése a kezdeti érték 1/e 2 ed részére? Kirchhoff 2. törvénye (huroktörvény)
RészletesebbenTermodinamikai bevezető
Termodinamikai bevezető Alapfogalmak Termodinamikai rendszer: Az univerzumnak az a részhalmaza, amit egy termodinamikai vizsgálat során vizsgálunk. Termodinamikai környezet: Az univerzumnak a rendszeren
RészletesebbenSzélsőérték feladatok megoldása
Szélsőérték feladatok megoldása A z = f (x,y) függvény lokális szélsőértékének meghatározása: A. Szükséges feltétel: f x (x,y) = 0 f y (x,y) = 0 egyenletrendszer megoldása, amire a továbbiakban az x =
Részletesebbenω mennyiségek nem túl gyorsan változnak
Licenszvizsga példakérdések Fizika szak KVANTUMMECHANIKA Egy részecskére felírt Schrödinger egyenlet szétválasztható a három koordinátatengely irányában levő egydimenziós egyenletre ha a potenciális energiára
RészletesebbenSzilárd testek sugárzása
A fény keletkezése Szilárd testek sugárzása A szilárd test melegítés hatására fényt bocsát ki A sugárzás forrása a közelítőleg termikus egyensúlyban lévő kibocsátó test atomi részecskéinek véletlenszerű
RészletesebbenAbszorpciós spektrumvonalak alakja. Vonalak eredete (ld. előző óra)
Abszorpciós spektrumvonalak alakja Vonalak eredete (ld. előző óra) Nagysága Kiszélesedése Elem mennyiségének becslése a vonalerősségből Elemi statfiz Boltzmann-faktor: Megadja egy állapot súlyát a sokaságban
RészletesebbenMatematika A2 vizsga mgeoldása június 4.
Matematika A vizsga mgeoldása 03. június.. (a (3 pont Definiálja az f(x, y függvény határértékét az (x 0, y 0 helyen! Megoldás: Legyen D R, f : D R. Legyen az f(x, y függvény értelmezve az (x 0, y 0 pont
RészletesebbenAtomfizika. A hidrogén lámpa színképei. Elektronok H atom. Fényképlemez. emisszió H 2. gáz
Atomfizika A hidrogén lámpa színképei - Elektronok H atom emisszió Fényképlemez V + H 2 gáz Az atom és kvantumfizika fejlődésének fontos szakasza volt a hidrogén lámpa színképeinek leírása, és a vonalas
Részletesebben1/1. Házi feladat. 1. Legyen p és q igaz vagy hamis matematikai kifejezés. Mutassuk meg, hogy
/. Házi feladat. Legyen p és q igaz vagy hamis matematikai kifejezés. Mutassuk meg, hogy mindig igaz. (p (( p) q)) (( p) ( q)). Igazoljuk, hogy minden A, B és C halmazra A \ (B C) = (A \ B) (A \ C) teljesül.
RészletesebbenKvantummechanika gyakorlat Beadandó feladatsor Határid : 4. heti gyakorlatok eleje
Kvantummechanika gyakorlat 015 1. Beadandó feladatsor Határid : 4. heti gyakorlatok eleje 1. Mutassuk meg, hogy A és B tetsz leges operátorokra igaz, hogy e B A e B = A + [B, A] + 1![ B, [B, A] ] +....
RészletesebbenZaj- és rezgés. Törvényszerűségek
Zaj- és rezgés Törvényszerűségek A hang valamilyen közegben létrejövő rezgés. A vivőközeg szerint megkülönböztetünk: léghangot (a vivőközeg gáz, leggyakrabban levegő); folyadékhangot (a vivőközeg folyadék,
Részletesebben1. Folytonosság. 1. (A) Igaz-e, hogy ha D(f) = R, f folytonos és periodikus, akkor f korlátos és van maximuma és minimuma?
. Folytonosság. (A) Igaz-e, hogy ha D(f) = R, f folytonos és periodikus, akkor f korlátos és van maimuma és minimuma?. (A) Tudunk példát adni olyan függvényekre, melyek megegyeznek inverzükkel? Ha igen,
RészletesebbenFIZIKA I. Ez egy gázos előadás lesz! (Ideális gázok hőtana) Dr. Seres István
Ez egy gázos előadás lesz! ( hőtana) Dr. Seres István Kinetikus gázelmélet gáztörvények Termodinamikai főtételek fft.szie.hu 2 Seres.Istvan@gek.szie.hu Kinetikus gázelmélet Az ideális gáz állapotjelzői:
RészletesebbenGyakorlat 30B-14. a F L = e E + ( e)v B képlet, a gravitációs erőt a (2.1) G = m e g (2.2)
2. Gyakorlat 30B-14 Az Egyenlítőnél, a földfelszín közelében a mágneses fluxussűrűség iránya északi, nagysága kb. 50µ T,az elektromos térerősség iránya lefelé mutat, nagysága; kb. 100 N/C. Számítsuk ki,
RészletesebbenSzilárdtest-fizika gyakorlat, házi feladatok, ősz
Szilárdtest-fizika gyakorlat, házi feladatok, 2017. ősz A HF-ek után zárójelben az szerepel, hogy hány hallgatónak szánjuk kiadni, utána pedig a hallgatókat azonosító sorszám (1-21), így: (hallgató/feladat,
Részletesebben3.1. ábra ábra
3. Gyakorlat 28C-41 A 28-15 ábrán két, azonos anyagból gyártott ellenállás látható. A véglapokat vezető 3.1. ábra. 28-15 ábra réteggel vonták be. Tételezzük fel, hogy az ellenállások belsejében az áramsűrűség
Részletesebben1. fejezet. Gyakorlat C-41
1. fejezet Gyakorlat 3 1.1. 28C-41 A 1.1 ábrán két, azonos anyagból gyártott ellenállás látható. A véglapokat vezető réteggel vonták be. Tételezzük fel, hogy az ellenállások belsejében az áramsűrűség bármely,
RészletesebbenFourier-sorok. Lengyelné Dr. Szilágyi Szilvia. 2010. április 7.
ME, Anaĺızis Tanszék 21. április 7. A Taylor-polinom ill. Taylor-sor hátránya, hogy az adott függvényt csak a sorfejtés helyén ill. annak környezetében közeĺıti jól. A sorfejtés helyétől távolodva a közeĺıtés
RészletesebbenRádl Attila december 11. Rádl Attila Spalláció december / 21
Spalláció Rádl Attila 2018. december 11. Rádl Attila Spalláció 2018. december 11. 1 / 21 Definíció Atommagok nagyenergiás részecskével történő ütközése során másodlagos részecskéket létrehozó rugalmatlan
Részletesebben3. Lineáris differenciálegyenletek
3. Lineáris differenciálegyenletek A közönséges differenciálegyenletek két nagy csoportba oszthatók lineáris és nemlineáris egyenletek csoportjába. Ez a felbontás kicsit önkényesnek tűnhet, a megoldásra
RészletesebbenA kvantummechanika kísérleti előzményei A részecske hullám kettősségről
A kvantummechanika kísérleti előzményei A részecske hullám kettősségről Utolsó módosítás: 2016. május 4. 1 Előzmények Franck-Hertz-kísérlet (1) A Franck-Hertz-kísérlet vázlatos elrendezése: http://hyperphysics.phy-astr.gsu.edu/hbase/frhz.html
RészletesebbenKvantum termodinamika
Kvantum termodinamika Diósi Lajos MTA Wigner FK Budapest 2014. febr. 4. Diósi Lajos (MTA Wigner FKBudapest) Kvantum termodinamika 2014. febr. 4. 1 / 12 1 Miért van 1 qubitnek termodinamikája? 2 QuOszcillátor/Qubit:
RészletesebbenZárthelyi dolgozat I. /A.
Zárthelyi dolgozat I. /A. 1. Az FCC rács és reciprokrácsa (és tudjuk, hogy: V W.S. * V B.z. /() 3 = 1 / mindig!/) a 1 = ½ a (0,1,1) ; a = ½ a (1,0,1) ; a 3 = ½ a (1,1,0) b 1 = (/a) (-1,1,1); b = (/a) (1,-1,1);
RészletesebbenA kémiai és az elektrokémiai potenciál
Dr. Báder Imre A kémiai és az elektrokémiai potenciál Anyagi rendszerben a termodinamikai egyensúly akkor állhat be, ha a rendszerben a megfelelő termodinamikai függvénynek minimuma van, vagyis a megváltozása
RészletesebbenRadiokémia vegyész MSc radiokémia szakirány Kónya József, M. Nagy Noémi: Izotópia I és II. Debreceni Egyetemi Kiadó, 2007, 2008.
Radiokémia vegyész MSc radiokémia szakirány Kónya József, M. Nagy Noémi: Izotópia I és II. Debreceni Egyetemi Kiadó, 2007, 2008. Kiss István,Vértes Attila: Magkémia (Akadémiai Kiadó) Nagy Lajos György,
RészletesebbenFizikai kémia 2 Reakciókinetika házi feladatok 2016 ősz
Fizikai kémia 2 Reakciókinetika házi feladatok 2016 ősz A házi feladatok beadhatóak vagy papír alapon (ez a preferált), vagy e-mail formájában is az rkinhazi@gmail.com címre. E-mail esetén ügyeljetek a
RészletesebbenElektromágneses hullámok
Bevezetés a modern fizika fejezeteibe 2. (a) Elektromágneses hullámok Utolsó módosítás: 2015. október 3. 1 A Maxwell-egyenletek (1) (2) (3) (4) E: elektromos térerősség D: elektromos eltolás H: mágneses
RészletesebbenSzokol Patricia szeptember 19.
a Haladó módszertani ismeretek című tárgyhoz 2017. szeptember 19. Legyen f : N R R adott függvény, ekkor a x n = f (n, x n 1 ), n = 1, 2,... egyenletet elsőrendű differenciaegyenletnek nevezzük. Ha még
Részletesebben2, = 5221 K (7.2)
7. Gyakorlat 4A-7 Az emberi szem kb. 555 nm hullámhossznál a Iegnagyobb érzékenységű. Adjuk meg annak a fekete testnek a hőmérsékletét, amely sugárzásának a spektrális teljesitménye ezen a hullámhosszon
Részletesebben1. Monotonitas, konvexitas
1. Monotonitas, konvexitas 1 Adjuk meg az alabbi fuggvenyek monotonitasi intervallumait! a) f (x) = x 2 (x 3) B I b) f (x) = x x 5 I c) f (x) = (x 2) p x I d) f (x) = e 6x 3 3x 2 I 2 A monotonitas vizsgalat
RészletesebbenA gáz halmazállapot. A bemutatót összeállította: Fogarasi József, Petrik Lajos SZKI, 2011
A gáz halmazállapot A bemutatót összeállította: Fogarasi József, Petrik Lajos SZKI, 0 Halmazállapotok, állapotjelzők Az anyagi rendszerek a részecskék közötti kölcsönhatásoktól és az állapotjelzőktől függően
RészletesebbenMatematika III. harmadik előadás
Matematika III. harmadik előadás Kézi Csaba Debreceni Egyetem, Műszaki Kar Debrecen, 2013/14 tanév, I. félév Kézi Csaba (DE) Matematika III. harmadik előadás 2013/14 tanév, I. félév 1 / 13 tétel Az y (x)
RészletesebbenStatisztika - bevezetés Méréselmélet PE MIK MI_BSc VI_BSc 1
Statisztika - bevezetés 00.04.05. Méréselmélet PE MIK MI_BSc VI_BSc Bevezetés Véletlen jelenség fogalma jelenséget okok bizonyos rendszere hozza létre ha mindegyik figyelembe vehető egyértelmű leírás általában
RészletesebbenAz Ampère-Maxwell-féle gerjesztési törvény
Az Ampère-Maxwell-féle gerjesztési törvény Maxwell elméleti meggondolások alapján feltételezte, hogy a változó elektromos tér örvényes mágneses teret kelt (hasonlóan ahhoz ahogy a változó mágneses tér
RészletesebbenIntegrálszámítás. a Matematika A1a-Analízis nevű tárgyhoz november
Integrálszámítás a Matematika Aa-Analízis nevű tárgyhoz 009. november Tartalomjegyzék I. Feladatok 5. A határozatlan integrál (primitív függvények........... 7.. A definíciók egyszerű következményei..................
RészletesebbenFourier transzformáció
a Matematika mérnököknek II. című tárgyhoz Fourier transzformáció Fourier transzformáció, heurisztika Tekintsük egy 2L szerint periodikus függvény Fourier sorát: f (x) = a 0 2 + ( ( nπ ) ( nπ )) a n cos
Részletesebben(1 + (y ) 2 = f(x). Határozzuk meg a rúd alakját, ha a nyomaték eloszlás. (y ) 2 + 2yy = 0,
Feladatok az 5. hétre. Eredményekkel és kidolgozott megoldásokkal. Oldjuk meg az alábbi másodrend lineáris homogén d.e. - et, tudva, hogy egy megoldása az y = x! x y xy + y = 0.. Oldjuk meg a következ
RészletesebbenATOMMODELLEK, SZÍNKÉP, KVANTUMSZÁMOK. Kalocsai Angéla, Kozma Enikő
ATOMMODELLEK, SZÍNKÉP, KVANTUMSZÁMOK Kalocsai Angéla, Kozma Enikő RUTHERFORD-FÉLE ATOMMODELL HIBÁI Elektromágneses sugárzáselmélettel ellentmondásban van Mivel: a keringő elektronok gyorsulnak Energiamegmaradás
Részletesebben4. Laplace transzformáció és alkalmazása
4. Laplace transzformáció és alkalmazása 4.1. Laplace transzformált és tulajdonságai Differenciálegyenletek egy csoportja algebrai egyenletté alakítható. Ennek egyik eszköze a Laplace transzformáció. Definíció:
RészletesebbenExplicit hibabecslés Maxwell-egyenletek numerikus megoldásához
Explicit hibabecslés Maxwell-egyenletek numerikus megoldásához Izsák Ferenc 2007. szeptember 17. Explicit hibabecslés Maxwell-egyenletek numerikus megoldásához 1 Vázlat Bevezetés: a vizsgált egyenlet,
RészletesebbenFOTOKÉMIAI REAKCIÓK, REAKCIÓKINETIKAI ALAPOK
FOTOKÉMIAI REAKCIÓK, REAKCIÓKINETIKAI ALAPOK Légköri nyomanyagok forrásai: bioszféra hiroszféra litoszféra világűr emberi tevékenység AMI BELÉP, ANNAK TÁVOZNIA IS KELL! Légköri nyomanyagok nyelői: száraz
RészletesebbenReakciókinetika és katalízis
Reakciókinetika és katalízis k 4. előadás: 1/14 Különbségek a gázfázisú és az oldatreakciók között: 1 Reaktáns molekulák által betöltött térfogat az oldatreakciónál jóval nagyobb. Nincs akadálytalan mozgás.
Részletesebben1. Feladatok a termodinamika tárgyköréből
. Feladatok a termodinamika tárgyköréből Hővezetés, hőterjedés sugárzással.. Feladat: (HN 9A-5) Egy épület téglafalának mérete: 4 m 0 m és, a fal 5 cm vastag. A hővezetési együtthatója λ = 0,8 W/m K. Mennyi
RészletesebbenMatematika I. NÉV:... FELADATOK:
24.2.9. Matematika I. NÉV:... FELADATOK:. A tanult módon vizsgáljuk az a = 3, a n = 3a n 2 (n > ) rekurzív sorozatot. pt 2n 2 + e 2. Definíció szerint és formálisan is igazoljuk, hogy lim =. pt n 3 + n
RészletesebbenQ 1 D Q 2 (D x) 2 (1.1)
. Gyakorlat 4B-9 Két pontszerű töltés az x tengelyen a következőképpen helyezkedik el: egy 3 µc töltés az origóban, és egy + µc töltés az x =, 5 m koordinátájú pontban van. Keressük meg azt a helyet, ahol
RészletesebbenAz előadás vázlata: Állapotjelzők: Állapotjelzők: Állapotjelzők: Állapotjelzők: nagy közepes kicsi. Hőmérséklet, T tapasztalat (hideg, meleg).
Az előadás vázlata: I. A tökéletes gáz és állapotegyenlete. izoterm, izobár és izochor folyamatok. II. Tökéletes gázok elegyei, a móltört fogalma, a parciális nyomás, a Dalton-törvény. III. A reális gázok
Részletesebben8. Belső energia, entalpia és entrópia ideális és nem ideális gázoknál
8. első energia, entalpia és entrópia ideális és nem ideális gázoknál első energia első energia (U): a vizsgált rendszer energiája, DE nem tartozik hozzá - a teljes rendszer együttes mozgásából adódó mozgási
RészletesebbenTermodinamika (Hőtan)
Termodinamika (Hőtan) Termodinamika A hőtan nagyszámú részecskéből (pl. gázmolekulából) álló makroszkópikus rendszerekkel foglalkozik. A nagy számok miatt érdemes a mólt bevezetni, ami egy Avogadro-számnyi
RészletesebbenKalkulus I. gyakorlat Fizika BSc I/1.
. Ábrázoljuk a következő halmazokat a síkon! {, y) R 2 : + y < }, b) {, y) R 2 : 2 + y 2 < 4}, c) {, y) R 2 : 2 + y 2 < 4, + y < }, {, y) R 2 : + y < }. Kalkulus I. gyakorlat Fizika BSc I/.. gyakorlat
RészletesebbenVan-e a vákuumnak energiája? A Casimir effektus és azon túl
Van-e a vákuumnak energiája? és azon túl MTA-ELTE Elméleti Fizikai Kutatócsoport Bolyai Kollégium, 2007. október 3. Van-e a vákuumnak energiája? és azon túl Vázlat 1 2 3 4 5 Van-e a vákuumnak energiája?
RészletesebbenAz entrópia statisztikus értelmezése
Az entrópa statsztkus értelmezése A tapasztalat azt mutatja hogy annak ellenére hogy egy gáz molekulá egyed mozgást végeznek vselkedésükben mégs szabályszerűségek vannak. Statsztka jellegű vselkedés szabályok
RészletesebbenBKT fázisátalakulás és a funkcionális renormálási csoport módszer
BKT fázisátalakulás és a funkcionális renormálási csoport módszer Nándori István MTA-DE Részecskefizikai Kutatócsoport, Debreceni Egyetem MTA-Atomki, Debrecen Wigner FK zilárdtestfizikai és Optikai Intézet,
Részletesebben1. Számsorok, hatványsorok, Taylor-sor, Fourier-sor
. Számsorok, hatványsorok, Taylor-sor, Fourier-sor Vizsgálja meg a következ végtelen sorokat konvergencia szempontjából. Tétel. (Cauchy-féle bels konvergenciakritérium) A a n végtelen sor akkor és csakis
RészletesebbenSinkovicz Péter, Szirmai Gergely október 30
Hatszögrácson kialakuló spin-folyadék fázis véges hőmérsékletű leírása Sinkovicz Péter, Szirmai Gergely MTA Wigner Fizikai Kutatóközpont Szilárdtestfizikai és Optikai Intézet 2012 október 30 Áttekintés
RészletesebbenAz elektromágneses tér energiája
Az elektromágneses tér energiája Az elektromos tér energiasűrűsége korábbról: Hasonlóképpen, a mágneses tér energiája: A tér egy adott pontjában az elektromos és mágneses terek együttes energiasűrűsége
Részletesebben2 Wigner Fizikai Kutatóintézet augusztus / 17
Táguló sqgp tűzgömb többkomponensű kéma kfagyása Kasza Gábor 1 és Csörgő Tamás 2,3 1 Eötvös Loránd Tudományegyetem 2 Wgner Fzka Kutatóntézet 3 Károly Róbert Főskola 2015. augusztus 17. Gyöngyös - KRF 1
RészletesebbenA talajok összenyomódásának vizsgálata
A talajok összenyomódásának vizsgálata Amit már tudni kellene Összenyomódás Konszolidáció Normálisan konszolidált talaj Túlkonszolidált talaj Túlkonszolidáltsági arányszám,ocr Konszolidáció az az időben
RészletesebbenSimított részecskedinamika Smoothed Particle Hydrodynamics (SPH)
Smoothed Particle Hydrodynamics (SPH) Áramlások numerikus modellezése II. Tóth Balázs BME-ÉMK Vízépítési és Vízgazdálkodási Tanszék Numerikus módszerek Osztályozás A numerikus sémák két csoportosítási
Részletesebben