Le spettroscopie locali (EXAFS e NMR) e di superficie (Fotoemissione)
|
|
- Serafina Bellucci
- 6 anni fa
- Visualizzazioni
Transcript
1 CAPITOLO VII Le spettroscopie locali (EXAFS e NMR) e di superficie (Fotoemissione) 1) Assorbimento dei raggi X 1.1) Generalità La spettroscopia XAS (X-ray Absorption Spectroscopy) studia l'andamento del coefficiente di assorbimento di una sostanza in funzione dell'energia della radiazione incidente nella regione dei raggi X, da prima di una soglia di assorbimento fotoelettrico a circa 1 ev dopo la soglia. L assorbimento provoca una transizione degli elettroni tra stati di core, e spesso il loro passaggio agli stati del continuo (ionizzazione). Per gli spettri XAS, le energie coinvolte vanno da poche centinaia di ev (raggi X molli) a svariate decine di migliaia di ev (raggi X duri). Per esempio, la soglia K dell'ossigeno si trova a 543 ev, quella del gallio a 1367 ev, quella del renio a ev. Visto che bisogna cambiare l'energia della radiazione in maniera continua su un largo intervallo, e dato che il segnale utile è tipicamente un millesimo del segnale totale, è richiesta una sorgente di raggi X ad alta brillanza su una larga banda energetica, ovvero una sorgente di luce di sincrotrone. Fig. 1 La Fig. 1 mostra lo spettro di assorbimento del rame: dopo la soglia a circa 895 ev si osservano le oscillazioni EXAFS che forniscono informazioni sull intorno dell atomo. Lo schema dell esperimento è mostrato nella Fig. 2. La radiazione uscente si può misurare in trasmissione o, a 9, in fluorescenza. L intensità incidente I e quella uscente I vengono misurate da camere a ionizzazione. 94
2 Fig ) EXTENDED X-RAY ABSORPTION FINE STRUCTURE (EXAFS) Scoperta: Kronig, 1931 Primi esperimenti efficienti con radiazione di sincrotrone: Stern et al Teoria: Sayers et al Fig. 3 95
3 Il coefficiente di assorbimento sia µ(e) = 1 d ln I (nel caso dei raggi X non c è intensità riflessa I dal campione). Definiamo poi il coefficiente di assorbimento normalizzato, dove µ (E) è quello dell atomo isolato: χ ( E) µ = ( E) µ ( E) µ ( E) Come si comprende dalla Fig. 3 esso contiene solo le oscillazioni EXAFS. La dipendenza di k si ottiene semplicemente dalla (1). Infatti, per le leggi di conservazione, E-E e!k sono anche l energia cinetica e l impulso dell elettrone espulso dal core:!k = 2m E E E = soglia ( ) χ ( k) Assumiamo : λ >>! r approssimazione di dipolo H! E! r ˆε! r (1) ( con ˆε versore di E! ) Dalla (8) del Cap. 1, considerando come unico stato iniziale i quello dell elettrone legato nel 4 core, per! ω 1 ev >> k BT, e ricordando l'espressione del coefficiente di assorbimento per due soli stati i e f, si avrà! 2 µ = c f ˆ ε r i dove c è una costante. Consideriamo ora due casi. Atomo isolato: Se r è il raggio del core e δ è lo shift coulombiano subìto dalla fase dell elettrone nell'attraversamento del core per le interazioni con gli altri elettroni, lo stato finale dell elettrone estratto da un atomo isolato è ψ r < r (stato di core) f = ψ = 1 r eikr+iδ r >> r (onda sferica) Il coefficiente di assorbimento per un atomo isolato, poiché l EXAFS è osservato in prossimità dell origine (core), sarà quindi: µ = c ψ ˆ ε! r i 2 Atomo fra altri atomi vicini: 96
4 1) Un onda sferica 1 r eik r parte da O, si sfasa di δ nell attraversare r (interazione di Coulomb) e giunge in r come ψ( r ) = 1 e i ( kr +δ ) r 2) L atomo allora genera un onda sferica di ampiezza "# $ ψ! f ( θ,k) onda incidente ampiezza di scattering 1 % r r % e ik ( r r ) exp(iπ / 2) dove può scriversi f (ϑ, k) f (π, k) = f 2k d'onda riflessa è. Al ritorno in r << r quindi la funzione f r = f i 2kr 2 eikr e i kr +δ ( ) (2) Qui tuttavia (nell origine), la forma di f r è di nuovo ψ, che è modulata dall ampiezza (2) con un ulteriore sfasamento δ : f r = f i 2kr 2 e2i kr +δ ( ) ψ (3) A causa dell interferenza tra onda uscente e onda riflessa, la funzione d onda totale in O sarà la somma di ψ e f r. Inoltre, se N è il numero di atomi di tipo : ie 2i kr +δ ( ) f = 1+ N 2 2kr f ψ = A ψ (4) L assorbimento EXAFS normalizzato è dunque (trascurando i termini quadratici perché l interferenza è debole): χ ( k) = µ µ = f! ˆε r i 2 ψ ˆε r! i 2 µ ψ ˆε r! = A 2 µ µ i 2 µ + = 1 2i ( ) = χ k ( ) N e +2i ( kr +δ ) 2i kr e +δ ( ) N f 2 k r [ ( )] f 2 k r sin 2 k r + δ!# #" ## $ (5) oscillazioni EXAFS 97
5 La (5) va poi completata con: a) S(k): fattore di forma dell atomo nell origine rispetto allo scattering dell elettrone 2r b) e λ : fattore che tiene conto delle perdite anelastiche dell elettrone: λ è il suo cammino libero medio ( per r >> λ ) c) Fattore di Debye-Waller: a T le vibrazioni atomiche fanno sì che:!!! r r + u (6) ( t)! Nel nostro caso unidimensionale, trascurando nella (3) gli effetti di u(t) sul modulo di r e tenendo conto solo della fase: e 2i ( kr +δ) 2i( kr + δ) 2iku( t) e e dove u(t) è la componente di u! parallela a k!. Ma u << λ x e k u ; effettuando una media termica: Inoltre anche e 2iku Quindi nella (VIII.31) si inserisce: T ( ku) ( ku) i ku (7) 1 e 2 2 u k 1 k 2 u 2 In definitiva: 2 u k 2 T = 2WT e e = fattore di Debye-Waller (è una funzione di T) ( ) = χ k N f k r S( k) 2 e 2r λ e u2 k 2 sin 2( k r + δ ) [ ] = [ ( )] = A ( k)sin 2 k r + δ (8) Ogni termine corrisponde a una shell intorno a O, fatta di atomi uguali a distanze uguali. Contribuisce con una onda EXAFS che deve essere estratta dallo spettro totale. L analisi procede secondo i 4 passi mostrati nella Fig. 4: µ µ 1) Si ricava µ e si effettua la trasformata di Fourier della χ ( k) sperimentale. 2) Si effettua la deconvoluzione dei picchi per isolare i picchi delle diverse shell. 3) Segue l antitrasformata di Fourier di ogni picco. 2 r, u f k. 4) Fit con shell-modello di ogni onda per ricavare i parametri ( ), La risoluzione dei picchi aumenta con l intervallo dei k osservati (limitato da: rumore, presenza di altre soglie). (A) La somma delle due onde A e B nello spazio k determina l onda composita C. (B) Trasformata di Fourier dell onda composita C in (A). 1 Poiché u(t) è armonica, il termine al primo ordine è nullo 98
6 Esempio Fig ) XANES e processi Auger Spesso sono presenti strutture spettrali anche sulla salita ripida dell assorbimento X in Fig. 3, che vengono studiate con la tecnica XANES (X-Ray Absorption Near Edge Spectroscopy). In base alla (1), sono prodotte da elettroni di energia cinetica E-E molto più bassa che nell EXAFS (5-5 ev) e quindi di più grande lunghezza d onda λ = 2π / k. Perciò le strutture XANES sono legate a eventidi scattering multiplo, da molti atomi vicini, mentre per quelle EXAFS vale l approssimazione di scattering singolo. 99
7 In entrambe le tecniche, inoltre (v. Figura qui sotto), la lacuna che l assorbimento X forma negli stati di core (a sinistra) viene solitamente riempita con processi Auger che consistono nella caduta di un elettrone dal livello n al livello vuoto più basso n e nell emissione di un fotone (al centro) o di un elettrone secondario (a destra). VB rappresenta la banda degli elettroni di valenza. 2. La Risonanza Magnetica Nucleare La Nuclear Magnetic Resonance (NMR), risonanza magnetica nucleare, misura l assorbimento dela radiazione e. m. nell intervallo delle radiofrequenze (r. f.) (~4-9 MHz): - la radiazione e. m. interagisce con lo spin nucleare; - il campione deve trovarsi all interno di un forte campo magnetico statico e di uno oscillante a r. f.. L NMR fu osservato sperimentalmente la prima volta da Bloch e Purcell nel 1946 (Nobel Prize nel 1952) in onda continua; il metodo pulsato risale al 1966; le prime immagini del corpo umano al ) Descrizione quantistica della risonanza Un nucleo di spin I ha 2I+1 stati I, I-1, I-2,, -I. In assenza di campi esterni, i 2I+1 stati sono degeneri. In un campo magnetico esterno subiscono lo splitting Zeeman come gli elettroni. Associati allo spin I sono: - un momento angolare J =! I(I +1) ; - un momento magnetico µ = γ!i,dove γ è il rapporto giromagnetico che dipende dal nucleo. Per il protone µ = µ N dove µ N = e! / 2m p = (1/1823)µ B è il magnetone nucleare. La Tabella riporta i suoi valori per tre dei nuclei più usati in NMR. Per I > ½ il nucleo possiede anche un momento di quadrupolo elettrico Q, che consente la Risonanza di quadrupolo che qui non tratteremo. 1
8 Isotopo Spin γ/ MHz Tesla -1 Abbondanza / % 1H 1/ P 1/ N 1/ In assenza di un campo esterno B, gli spin nucleari sono orientati a caso. In un campo esterno B, gli spin si allineano (bassa energia) o si antiallineano (alta energia): si forma una! magnetizzazione! B nucleare netta M = C (legge di Curie: T paramagnetismo nucleare). E Per spin ½ (fig. 5), nel campo B, i livelli si splittano in due (effetto Zeeman nucleare). Lo splitting in energia è proporzionale al campo: E = µ B o = µ zbz = µ zb! = γ I zb Fig. 5 B L assorbimento di un fotone dal campo a radiofrequenza (v. Tabella) comporta una transizione tra i due stati, cioè rovescia lo spin. Tuttavia la differenza di popolazioni è minima: N + / N = exp( γ!b / k B T ) =1.6 a 1 Tesla (= 1 kgauss, campo tipico prodotto da un elettromagnete convenzionale a toro di ferro) e T ambiente. Per osservare la risonanza bisogna quindi scendere a temperature molto basse e/o applicare alti campi. Con i magneti superconduttori per NMR si raggiungono anche i 2 Tesla. 11
9 2.2) Trattazione classica e NMR in onda continua (NMR-CW) L equazione del moto del momento angolare del nucleo nel campo magnetico (Fig. 2) diretto lungo z è d J! dt =! µ B!! che ha come soluzione una precessione della magnetizzazione macroscopica M intorno a B!, proprio come un giroscopio precede nel campo gravitazionale (Fig. 6 a sinistra). La frequenza di precessione (di Larmor) è ω = 2πν = γb dove ν = 42,57 MHz per 1 H a 1 T. Nasce (Fig. 6) una magnetizzazione totale netta Mz lungo z, come nel caso quantistico, mentre si vede che quella nel piano xy è in media nulla. Fig. 6 Se si applica ad una bobina che contiene il campione (posto tra i poli del magnete che fornisce B) una tensione oscillante a r. f. di frequenza ω, si ha risonanza tra la precessione della! magnetizzazione nucleare M e i nuclei del campione assorbono energia dalla bobina. Su questo principio si basa la tecnica NMR in onda continua (CW-NMR) mostrata nella Fig. 7. Le bobine avvolte sui poli del magnete (sweep coils) modulano il campo statico B! con una onda sinusoidale, in modo che B! (t) passi periodicamente per il valore che corrisponde alla frequenza di risonanza ω = 2πν = γb. Quando ciò accade, il sistema assorbe energia dal trasmettitore a radiofrequenza e ciò genera un segnale rivelabile. Infatti l induttanza L della bobina, in presenza di magnetizzazione nucleare cambia da L a L' = L(1+ 4πχ) = L[1+ 4π (χ '+ iχ '')] dove χ è la suscettività complessa dei nuclei. Trascurando la capacità, l impedenza della bobina di resistenza R percorsa da una corrente Ie iω t sarà quindi Z ' = R + iω L' = R + iω L[1+ 4π (χ '+ iχ '')] e il segnale di tensione dovuto alla sola precessione degli spin sarà in prima approssimazione 12
10 Fig. 7 δv = Ie iω t (Z ' Z) = Ie iω t 4π (χ '+ iχ '') δv viene rivelato, amplificato, e integrato eliminando la portante a ω. La Fig. 8 mostra il segnale finale alla risonanza, come appare sullo schermo di un oscillografo triggerato con la scansione effettuata dalle bobine di modulazione del campo. In alto è mostrato l assorbimento (proporzionale a χ '' ), in basso la dispersione (proporzionale a χ '). Fig. 8 13
11 2.3) NMR in regime impulsivo Negli ultimi decenni, l NMR-CW è stata sostituita da una tecnica impulsiva, in cui la stessa bobina viene eccitata da un forte impulso a r. f., dell ordine del kv, e subito dopo si raccoglie il segnale dei nuclei che è dell ordine delle decine di microvolt. L assorbimento e la dispersione si ottengono poi dalla trasformata di Fourier del segnale. Per comprendere il funzionamento della Fourier-transform NMR conviene effettuare un cambiamento di sistema di riferimento. L impulso di corrente produce nella bobina un campo oscillante a r.! f. B1(t) perpendicolare a B (ad es. lungo y come in Fig. 9). Nel sistema del laboratorio, M precede intorno alla risultante di entrambi! i campi. Tuttavia, in un sistema di riferimento rotante alla frequenza ω intorno all asse z, M precede solo intorno a B1, quindi nel piano xz (Fig. 9), alla frequenza ω 1 = γb 1. Se B1 viene applicato con un impulso a r. f. di breve durata Δt = 2π /4ω 1, nel riferimento rotante Mz si gira esattamente di 9 (Fig. 9), da z a x. Fig. 9 Avremo allora una magnetizzazione Mxy = Mz in modulo, che nel sistema di riferimento del laboratorio precede intorno a z e la cui proiezione lungo y è un campo sinusoidale che induce un debole segnale alla frequenza ω nella bobina stessa (che verrà amplificato e rivelato). Si noti che, per ragioni tecniche, conviene che ω 1 differisca per qualche khz da ω ; con una tecnica di rivelazione eterodina, ω viene eliminata e resta ω 1 - ω. L eliminazione della portante a ω equivale a porsi nel sistema rotante. 2.4) I tempi di rilassamento T1 e T2 Quando l impulso a r. f. cessa, inizia il rilassamento della magnetizzazione che tende a riallinearsi lungo z per riportare i livelli Zeeman nucleari verso l equilibrio termico. Questo avviene scambiando energia con gli altri gradi di libertà del reticolo, e con un tempo caratteristico detto tempo di rilassamento spin- reticolo, o longitudinale, T1: M z (t) = M z ()(1 exp( t /T 1 ) (9) Ancora prima che ciò avvenga, tuttavia, gli spin possono sfasarsi tra loro nel piano xy, con un tempo di rilassamento spin-spin o trasversale T2: 14
12 M xy (t) = M xy ()(1 exp( t /T 2 ) (1) La Fig. 1 mostra la composizione dei due rilassamenti nel sistema di riferimento del laboratorio; la Fig. 11 fa vedere come si sfasano gli spin nel piano xy. Fig. 1 Fig. 11 L evoluzione di M in Fig. 1 è quindi descritta dalla seguente Equazione di Bloch: (11) dove M = M xy La Fig. 12 illustra lo smorzamento del segnale nella bobina dovuto allo sfasamento nel piano xy (Free Induction Decay, FID) e la sua trasformata di Fourier, che determina l allargamento della riga di risonanza a ω. Fig
13 Ciò avviene principalmente a causa di: - interazioni dipolo-dipolo degli spin dei nuclei fra loro e con quelli degli elettroni (contributo T 2 dip ), la cui Hamiltoniana è data da H =! µ 1! µ 2 3(! µ 1 r! )(! µ 2 r! ) r 3 r 5 dove r! è la distanza tra i rispettivi momenti magnetici! µ 1 e! µ 2 ; - disomogeneità del campo B tra un punto e l altro del campione e quindi delle frequenze di precessione (contributo T2*). Si ha quindi, sommando le rispettive probabilità indipendenti, 1/T 2 =1/T 2 dip +1/T 2 * Il T2 si misura ad esempio con una coppia di impulsi a r. f separati da un ritardo variabile τ. Il primo ribalta Mz nel piano xy; il secondo rifasa gli spin invertendo la loro precessione (come dei ciclisti in pista, partiti tutti insieme ma sgranati dalle diverse velocità, che fanno improvvisamente dietro-front) e così neutralizza T2*, dato che le disomogeneità statiche del campo provocano uno sfasamento reversibile. Lo sfasamento che resta è quello irreversibile dovuto all interazione dipolo-dipolo. Quindi, variando τ, si ricostruisce la (1) e si ricava T 2 dip (Fig. 13). Fig. 13 Il T1 si può misurare invece con una coppia di impulsi a r. f o 9-9, separati da un ritardo variabile TR. Il secondo caso è illustrato in Fig. 14. il primo impulso a 9 ribalta Mz nel piano xy; Mz quindi inizialmente è nulla e tenderà a ricrescere con il tempo T1. Il secondo 9 misura la sua ampiezza dopo TR ribaltandola di nuovo nel piano xy (e quindi inducendo un segnale s nella bobina) in funzione di TR. 16
14 Fig ) Il Chemical shift. Una delle più interessanti applicazioni dell NMR è quella per l analisi chimica delle sostanze. Infatti se B! è il campo effettivo che vedrebbe uno spin isolato, quello visto dallo spin di un nucleo che sta in una molecola o in un solido è B! eff = B! + B! loc dove B! loc è la risultante di tutti i campi locali dovuti, in particolare, alla presenza degli elettroni orbitali degli atomi vicini. La vera frequenza di risonanza non sarà quindi ω = γb ma ω eff = γb eff = γ! B +! B loc (12) Un esempio chiaro e famoso di questo effetto è lo spettro NMR dell etanolo CH3CH2OH (Fig. 15). Le tre risonanze corrispondono ad altrettanti ambienti intorno ai protoni: il gruppo CH3, il gruppo CH2 e l OH, dove essi sperimentano diversi campi locali e quindi hanno diverse ω eff = γb eff. Una raffinata analisi degli spettri ha portato a ricostruire perfino complicate strutture come quelle delle proteine, in casi in cui la diffrazione dei raggi X non può essere d aiuto. Ciò viene fatto ad es. impiantando nel sito - di cui si vuole ricostruire l intorno - nuclei di deuterio al posto di quelli di idrogeno, e studiando la risonanza NMR del deuterio. Fig
15 2.6) NMR Imaging Questa è certamente l applicazione più nota dell NMR, grazie alla sua potenza diagnostica; infatti, usando la risonanza dell 1 H, la risonanza magnetica consente una mappatura del contenuto di OH, e quindi dell acqua libera o legata, in ogni tessuto vivente. Grazie all NMR si vedono quindi in grande dettaglio anche i tessuti molli, che sono trasparenti ai raggi X. Per ottenere! le immagini, si aggiunge al campo B un gradiente di campo parallelo a B! (cioè lungo z). Si ha B B (z) = B + B! z = B + Az ; il gradiente si ottiene (in linea di principio) circondando i poli del magnete con due bobine avvolte in senso inverso e alimentate da una forte corrente costante I. La frequenza di risonanza diventa quindi una funzione di z: ω(z) = γ (B + Az) e per ogni z l ampiezza del segnale è proporzionale alla densità N di nuclei idrogeno presenti. Si ottiene quindi una mappatura di N(z) lungo z. Spostando il campione, o il campo, lungo x e y, e ripetendo ogni volta l acquisizione, si ottiene una mappa 2D o 3D della densità dei protoni, quindi dell acqua presente nel campione. E proprio la distribuzione dell acqua nei tessuti molli a darci la loro immagine NMR. Usando tecniche evolute e alti campi si ottengono analoghe mappe di altri nuclei; per esempio, ponendosi sulla risonanza del fosforo, si ottiene la distribuzione della concentrazione di P nel cervello; tuttavia, data la piccola concentrazione di nuclei P rispetto a quelli H, le immagini richiedono tecniche raffinate e esposizioni più lunghe. Si possono ottenere anche mappe dei tempi di rilassamento T1 e T2, che danno informazioni sulla funzionalità degli organi, sulla presenza di zone cancerose, e così via. Gli alti campi necessari per ottenere un buon rapporto S/N nella raccolta delle immagini sono ottenuti con grandi magneti a superconduttore, il cui schema in sezione è mostrato nella Fig. 15. Fig
16 Le bobine, che hanno resistenza nulla (e quindi vi scorre una corrente per un tempo indefinito) sono raffreddate a 4.2 K da un bagno di elio liquido, che a sua volta è separato da una camicia di vuoto da un altro bagno di azoto liquido. Anche tra quest ultimo e l ambiente c è il vuoto. Nella NMR per diagnostica umana si usano tuttavia bobine di Helmholtz, (Fig. 17) che consistono in due avvolgimenti posti a distanza uguale al loro raggio e percorse dalla stessa corrente nello stesso verso. Si ottiene nello spazio fra loro un campo molto omogeneo (Fig. 18), nonostante le grandi dimensioni delle bobine, che permettono di infilarvi un corpo umano. Anch esse sono costituite da superconduttori (leghe di Nb)e raffreddate da He liquido. Recentemente il CNR di Genova ha sviluppato bobine di MgB2 : un superconduttore scoperto una quindicina di anni fa che, avendo una temperatura critica di 32 K, può funzionare con un criogeneratore (v. Cap. 9) senza quindi la necessità di rifornirsi di He liquido. Fig. 17 Fig
17 Fig. 19. Immagine sagittale di un cervello umano ottenuta con la risonanza magnetica. 3) LA SPETTROSCOPIA DI FOTOEMISSIONE 3.1) Generalità E una tecnica in cui un fotone di energia h ν viene assorbito da un conduttore (Fig. 2) e gli Fig. 2 strappa un elettrone di core: E i 1keV il quale, se di valenza: E i 1eV hν E i Φ = E cin >, dove Φ è la funzione lavoro, esce dal metallo ed entra nel rivelatore che ne misura l energia cinetica E E f e k!. Infatti le energie sono riferite al livello di Fermi E F che, avendo il significato di un potenziale chimico, è lo stesso per campione e rivelatore grazie alla massa comune (Fig. 21) che consente fra i due lo scambio di particelle (elettroni). Quindi la misura fornisce Fig. 21 E R = E Φ R = hν E i Φ R. dove Φ R è l energia potenziale dell elettrone nel rivelatore. Noti hν e Φ R si trovano quindi i livelli E i. Inoltre Se E i è uno stato di valenza, la determinazione di E ( k! ) consente di ricostruire la banda nella zona di Brillouin. A causa della ricombinazione con le lacune rimaste nei livelli atomici o nelle bande, solo gli elettroni generati 11
18 entro 1 2Å dalla superficie escono nel vuoto e sono rivelati. La fotoemissione è quindi una spettroscopia di superficie. Quest ultima deve essere perfettamente definita e pulita. Il 8 campione e l apparato si trovano quindi in ultra-alto vuoto ( p < 1 torr ). Solitamente il campione viene direttamente clivato o sfaldato sotto ultra vuoto per ottenere la migliore superficie. Fig. 22 Il rivelatore di elettroni, mostrato in Fig. 22, contiene una lente elettrostatica in ingresso, per focalizzare gli elettroni, e il deflettore, una doppia cupola emisferica di raggi R 1 e R 2. Solo gli elettroni di energia cinetica pari all energia di passo E p percorrono la traiettoria semicircolare tra i due elettrodi tra i quali la d.d.p. è V e giungono sul detector. Si ha ev E p = R 1 / R 2 R 2 / R 1 Variando I p V I p E. Il detector è costituito da uno schermo fluorescente, che converte gli elettroni (opportunamente moltiplicati) in fotoni e da una camera CCD che fa la mappa bidimensionale dei fotoni (e quindi degli elettroni) tenendo la fenditura di uscita completamente aperta. Sulla mappa una coordinata dà l energia, l altra l angolo di incidenza e quindi l impulso degli elettroni usciti dall analizzatore. Sia nell ultravioletto che nei raggi X la migliore sorgente di fotoni è un sincrotrone, anche se la fotoemissione può essere effettuata con successo in ogni laboratorio ben attrezzato. V si misura sul detector la corrente ( ) ( ) 111
19 3.2) Il modello a tre passi La corrente degli elettroni primari I p (escludendo quindi quelli prodotti dall urto degli elettroni fotoemessi con gli atomi del metallo, I s, che determinano un fondo da sottrarre) si può determinare con un modello a tre passi: 1. Eccitazione del fotoelettrone dallo stato occupato ( ) E f 2 2! k = mediante interazione di dipolo: 2m P ρ i 1 a E i < allo stato libero!!!! ν (13) ( E, h ) ψ f ( k) ε r ψ i( k' ) δ( hν E f Ei) δ( E f E) d k d k ' i, f dove la prima δ conserva l energia nel campione, la seconda nel rivelatore. 2. Trasmissione del fotoelettrone fino alla superficie a E = cost. La trasmittanza degli strati superficiali si può scrivere: T ( E) λ e = 1 + λ ( E) λ ph ( hν) ( E) λ ( hν) e ph (14) con λ e( E) λ ( hν) ph = libero cammino medio dell elettrone =lunghezza di penetrazione del fotone nel solido 3. Superamento da parte degli elettroni della barriera di potenziale Φ alla superficie. La probabilità 2 : D ( E) 1 = 2 E 1 i + Φ E per E > E altrove i + Φ (15) tiene conto della riflessione dalla barriera. n hν sono i fotoni di energia h ν che arrivano al secondo, e se si raccoglie su In definitiva, se ( ) un angolo solido Ω = 4 π (tutti i valori di k! k ): I p ( E hν ) = n( hν) P( E, hν) T( E) D( E), (16) Poiché T(E) e D(E) sono funzioni lentamente variabili di E, che contribuiscono con un fondo e una accettabile distorsione, torniamo al passo 1). Qui, anche l elemento di matrice del momento di dipolo è una funzione lentamente variabile di E. Quindi, inviando luce monocromatica (UV) a energia h ν : I p k k' ( E) δ( hν E f + E i ) δ( E f E) i, f d 3 k d k' (17) 3 2 L effetto tunnel è escluso perché la barriera si estende nel vuoto con una larghezza infinita 112
20 dove, come detto, la prima δ conserva l energia nel processo di assorbimento del fotone, la seconda in quello di rivelazione dell elettrone. Esse definiscono nello spazio k! le superfici!!! k E f k = E k. Il secondo E i! ( ) = E f ( k ) hν = E ( k! ) hν e ( ) ( ) membro della (17) è perciò l intersezione di queste superfici integrata su tutto lo spazio k!, e sommata su tutte le coppie di stati i e f. Si chiama densità congiunta degli stati (JDOS). Per h >> E ( k) ν la densità degli stati finali è così alta che la JDOS coincide con la densità degli stati iniziali, e la fotoemissione misura la struttura a bande del solido (integrata su k! ) come nella Fig. 23 Fig. 23, dove il tratteggio indica gli stati occupati. i Fig. 24 Spettro di fotoemissione del superconduttore ad alta temperatura critica BSCCO, con Tc = 88 K: a) T > Tc, b) T < Tc. Lo sulle ascisse coincide con E. A T > ρ ( ), F Tc a T < Tc ρ ( E F ) = per l apertura della gap superconduttiva di energia Δ. E F 3.3) L ARPES Per ottenere la struttura a bande E! k ( ) nello spazio k!, gli elettroni emessi vengono analizzati anche in k! (Angle-Resolved Photoemission Spectroscopy, ARPES) misurando l angolo con cui entrano nel rivelatore. La Fig. 25 mostra ad esempio la struttura cristallina di un cuprato superconduttore ad alta temperatura critica Tc (YBCO), che conduce per lacune. Si notino al centro i piani a simmetria quadrata CuO2 (con il Cu al centro e gli ossigeni ai 4 vertici), in cui si muovono le lacune e, al di sotto di Tc = 9 K, le coppie di Cooper che determinano la superconduttività del materiale. La Fig. 26 mostra (a sinistra) la superficie circolare di Fermi nello spazio k a due dimensioni (kx, ky), che ci si aspetta per le lacune nel reticolo quadrato CuO2 e (a destra) i dati sperimentali ARPES, che evidenziano le circonferenze quasi complete della superficie di Fermi della prima zona di Brillouin, in eccellente accordo con la teoria. La scala della densità degli stati va dal nero (zero) al giallo (max). 113
21 Fig. 25 Fig. 26 La spettroscopia degli stati profondi di core è invece effettuata con raggi X e consente l analisi chimica delle superfici (Electron Spectroscopy for Chemical Analysis, ESCA). 114
22 115
Risonanza magnetica nucleare
Risonanza magnetica nucleare Università di Firenze Corso di Tecnologie Biomediche Lezione del 31 ottobre 2003 Leonardo Bocchi Principi fisici Premessa Modello classico Visualizzazione semplificata Equazione
DettagliRisonanza Magnetico Nucleare
Dipartimento di Fisica a.a. 2004/2005 Fisica Medica 2 Risonanza Magnetico Nucleare 21/3/2005 RMN ovvero NMR Spettroscopia RMN permette di - acquisire immagini 2D e 3D di parti del corpo umano ottima risoluzione
DettagliEsperimenti FT-NMR a impulsi
Vettore magnetizzazione netta M 0 per un nucleo immerso in un campo magnetico B 0, per indurre la transizione l impulso RF è applicato lungo la direzione dell asse x. Il campo magnetico alternante applicato
DettagliIntroduzione all NMR / MRI. 19 aprile 2010 Corso di Biotecnologie
Introduzione all NMR / MRI 19 aprile 2010 Corso di Biotecnologie NMR e MRI, stessa fisica, diversi obiettivi NMR come tecnica spettroscopica Spettroscopia: misura (diretta o indiretta) di assorbimento
DettagliRisonanza Magnetica Nucleare
Risonanza Magnetica Nucleare Il fenomeno della risonanza magnetica nucleare è legato ad una proprietà p di alcuni nuclei quale lo spin. Lo spin è una proprietà fondamentale come la carica e la massa. Protoni,
DettagliRISONANZA MAGNETICA NUCLEARE (N.M.R.) o IMAGING A RISONANZA MAGNETICA (M.R.I.)
RISONANZA MAGNETICA NUCLEARE (N.M.R.) o IMAGING A RISONANZA MAGNETICA (M.R.I.) e una tecnica non invasiva impiega radiazioni a bassa frequenza (non ionizzanti!) ν 10-100 MHz (radiofrequenze) sfrutta la
DettagliAES spettroscopia Auger il processo Auger
AES spettroscopia Auger il processo Auger Sezione d urto di ionizzazione della shell K con elettroni Le transizioni Auger sono nominate indicando i tre livelli energetici coinvolti (usando la notazione
DettagliFormazione di orbitali π. La differenza di energia tra due orbitali π è minore di quella tra due orbitali. Orbitali di non legame, n
Spettroscopia Studia le interazione tra le radiazioni elettromagnetiche e la materia. Come sono fatti questi sistemi? La formazione dei legami chimici viene spiegata in termini di interazioni di orbitali
DettagliFenomeni di Rilassamento
Fenomeni di Rilassamento z z B 0 x Impulso rf a 90 x y y B 0 z x y Rilassamento Il sistema perturbato ritorna all equilibrio mediante i processi di rilassamento: Longitudinale conduce al ripristino del
Dettagli03/04/2019 METODI SPETTROSCOPICI - 3. Risonanza magnetica elettronica (EPR O ESR) CHIMICA ANALITICA UNIVERSITÀ DEGLI STUDI DI TERAMO
UNIVERSITÀ DEGLI STUDI DI TERAMO CL in BIOTECNOLOGIE Anno Accademico 2016/2017 CHIMICA ANALITICA METODI SPETTROSCOPICI - 3 La risonanza magnetica elettronica è una branca della spettroscopia nella quale
DettagliUniversità degli Studi dell Aquila Corso di Laurea in Scienze e Tecnologie Chimiche e dei Materiali Corso di Fisica della Materia Prof. L.
Università degli Studi dell Aquila Corso di Laurea in Scienze e Tecnologie Chimiche e dei Materiali Corso di Fisica della Materia Prof. L. Lozzi Testi degli esercizi svolti in aula Corpo Nero 1. Il corpo
DettagliRisonanza Magnetica Nucleare NMR
Risonanza Magnetica Nucleare NMR Numeri quantici di spin di alcuni nuclei Gli isotopi più abbondanti di C e O non hanno spin Element 1 H 2 H 12 C 13 C 14 N 16 O 17 O 19 F N.ro quantico di Spin 1/2 1 0
Dettagli06/04/2017 METODI SPETTROSCOPICI - 3. Risonanza magnetica elettronica (EPR O ESR) CHIMICA ANALITICA UNIVERSITÀ DEGLI STUDI DI TERAMO
UNIVERSITÀ DEGLI STUDI DI TERAMO CL in BIOTECNOLOGIE Anno Accademico 2016/2017 CHIMICA ANALITICA METODI SPETTROSCOPICI - 3 La risonanza magnetica elettronica è una branca della spettroscopia nella quale
DettagliRMN elementi di base
RMN elementi di base Carpi 3 aprile 2009 Marco Serafini m.serafini@ausl.mo.it Campo magnetico Campo magnetico terrestre valore medio: 0.05 mt (0.5 Gauss) Magneti permanenti intensità: 5-300 mt (50-3000)
DettagliPrincipi di Base di MR
Principi di Base di MR Spin Proprietà fondamentale come la massa e la carica elettrica Protoni, elettroni e neutroni hanno tutti spin ½ Quando posta in un campo magnetico B 0, una particella con spin può
DettagliFAM. T 1) α ν. (e α ν T 1) 2. (con l ipotesi ν > 0) si ottiene
Serie 42: Soluzioni FAM C. Ferrari Esercizio 1 Corpo nero 1. Abbiamo: Sole λ max = 500nm - spettro visibile (giallo); Sirio B λ max = 290nm - ultravioletto; corpo umano λ max = 9300nm - infrarosso. 2.
DettagliCorso di laboratorio di fisica della materia Prof. Mario Rocca AA Il progresso delle conoscenze in Fisica è indissolubilmente legato al
Corso di laboratorio di fisica della materia Prof. Mario Rocca AA 2012-2013 Il progresso delle conoscenze in Fisica è indissolubilmente legato al progresso nei metodi di indagine sperimentale. Il corso
DettagliSpettroscopia. 05/06/14 SPET.doc 0
Spettroscopia 05/06/14 SPET.doc 0 Spettroscopia Analisi del passaggio di un sistema da uno stato all altro con scambio di fotoni Spettroscopia di assorbimento Spettroscopia di emissione: In entrambi i
DettagliScritto Appello III, Materia Condensata. AA 2017/2018
Scritto Appello III, Materia Condensata. AA 2017/2018 21/06/2018 1 Esercizio 1 Sia un A un solido monoatomico che cristallizza in una struttura cubica a facce centrate con lato del cubo a e velocità del
DettagliS ν = c 4 u ν. S ν dν = c 8π h ν e hν. k B T. S λ = 2π λ 5 c2 h
Corso di Introduzione alla Fisica Quantistica (f) Esercizi: Maggio 2006 (con soluzione) i) Un filamento emette radiazione che ha una lunghezza d onda massima λ Max = 15000 10 8 cm. Considerando di approssimare
Dettaglia) Discutere lo spettro osservato e ricavare la costante rotazionale B e la frequenza vibrazionale ν 0 ;
Esercizio 2 Un gas di molecole biatomiche viene illuminato da radiazione elettromagnetica dando in uscita uno spettro di diffusione e di assorbimento. La radiazione inviata con lunghezza d onda λ 0 = 4358Å
DettagliSPETTROSCOPIA UV-VIS LEZIONE 9
SPETTROSCOPIA UV-VIS LEZIONE 9 RADIAZIONE ELETTROMAGNETICA La radiazione elettromagnetica è la propagazione nello spazio e nel tempo dell energia elettromagnetica tramite onde e corpuscoli. natura ondulatoria:
DettagliSpettro elettromagnetico
Spettro elettromagnetico Sorgenti Finestre Tipo Oggetti rilevabili Raggi γ ev Raggi X Lunghezza d onda E hc = hν = = λ 12. 39 λ( A o ) Visibile Infrarosso icro onde Onde-radio Dimensione degli oggetti
DettagliCrisi della Fisica Classica & Fisica Quantistica
Crisi della Fisica Classica & Fisica Quantistica Guido Montagna Dipartimento di Fisica, Università di Pavia & INFN, Sezione di Pavia February 8, 2018 G. Montagna, Università di Pavia & INFN (Dipartimento
DettagliScritto Appello II, Materia Condensata. AA 2017/2018
Scritto Appello II, Materia Condensata. AA 017/018 19/0/018 Coloro che hanno superato il primo esonero dovranno svolgere gli esercizi 3 e 4 in un tempo massimo di due ore (il punteggio sarà riportato in
DettagliCristallografia con raggi X
Cristallografia con raggi X In un tipico esperimento di diffrazione, dei raggi X (monocromatici) incidono su di un singolo cristallo, se disponibile, o su polveri microcristalline altrimenti. Variando
DettagliImaging Anatomico Mediante Risonanza Magnetica (MRI)
Imaging Anatomico Mediante Risonanza Magnetica (MRI) Renzo Campanella Dipartimento di Fisica Università di Perugia Sezione di Roma I Risonanza Magnetica Nucleare (NMR) Condizione: numero di spin (nucleare)
DettagliCORSO DI LAUREA IN OTTICA E OPTOMETRIA
CORSO DI LAUREA IN OTTICA E OPTOMETRIA Anno Accademico 007-008 CORSO di FISCA ED APPLICAZIONE DEI LASERS Questionario del Primo appello della Sessione Estiva NOME: COGNOME: MATRICOLA: VOTO: /30 COSTANTI
DettagliTeoria Atomica Moderna. Chimica generale ed Inorganica: Chimica Generale. sorgenti di emissione di luce. E = hν. νλ = c. E = mc 2
sorgenti di emissione di luce E = hν νλ = c E = mc 2 FIGURA 9-9 Spettro atomico, o a righe, dell elio Spettri Atomici: emissione, assorbimento FIGURA 9-10 La serie di Balmer per gli atomi di idrogeno
DettagliCara&erizzazione della composizione e stru&ura delle molecole a&raverso misure di spe&roscopia. Proff. C. Ferrante e D. Pedron
Cara&erizzazione della composizione e stru&ura delle molecole a&raverso misure di spe&roscopia Proff. C. Ferrante e D. Pedron 1 Radiazione Ele,romagne0ca Propagazione nello spazio e nel tempo: L onda si
DettagliSpettro delle onde elettromagnetiche. Ottica: luce visibile leggi della riflessione e rifrazione
Spettro delle onde elettromagnetiche Ottica: luce visibile leggi della riflessione e rifrazione Introduzione Abbiamo visto che la propagazione della radiazione elettromagnetica nel vuoto è regolata dalle
DettagliSpettrometria di Risonanza Magnetica Nucleare
Spettrometria di Risonanza Magnetica Nucleare Tipo di spettroscopia Intervallo di lunghezza d onda Intervallo di numeri d onda (cm -1 ) Tipo di transizione quantica Emissione raggi γ 0.005-1.4Å - nucleare
DettagliModelli atomici Modello atomico di Rutheford Per t s d u i diare la t s rutt ttura t a omica Ruth th f or (
Modello atomico di Rutheford Per studiare la struttura tt atomica Rutherford (1871-1937) 1937) nel 1910 bombardòb una lamina d oro con particelle a (cioè atomi di elio) Rutherford suppose che gli atomi
Dettagli5.4 Larghezza naturale di una riga
5.4 Larghezza naturale di una riga Un modello classico più soddisfacente del processo di emissione è il seguente. Si considera una carica elettrica puntiforme in moto armonico di pulsazione ω 0 ; la carica,
DettagliSpettroscopia di assorbimento UV-Vis
Spettroscopia di assorbimento UV-Vis Metodi spettroscopici La spettroscopia studia i fenomeni alla base delle interazioni della radiazione con la materia Le tecniche spettroscopiche sono tutte quelle tecniche
DettagliBASI FISICHE E BIOFISICHE DELLA SPETTROSCOPIA A RISONANZA MAGNETICA. Roberto Tarducci Azienda Ospedaliera di Perugia
BASI FISICHE E BIOFISICHE DELLA SPETTROSCOPIA A RISONANZA MAGNETICA Roberto Tarducci Azienda Ospedaliera di Perugia dinamica della magnetizzazione MOMENTO MAGNETICO NUCLEARE E HAMILTONIANA DI INTERAZIONE!
DettagliRadiazioni ionizzanti
Dipartimento di Fisica a.a. 2004/2005 Fisica Medica 2 Radiazioni ionizzanti 11/3/2005 Struttura atomica Atomo Nucleo Protone 10 10 m 10 14 m 10 15 m ev MeV GeV 3 3,0 0,3 0 0 0 Atomo Dimensioni lineari
DettagliTeoria Atomica di Dalton
Teoria Atomica di Dalton Il concetto moderno della materia si origina nel 1806 con la teoria atomica di John Dalton: Ogni elementoè composto di atomi. Gli atomi di un dato elemento sono uguali. Gli atomi
DettagliRadioattività. 1. Massa dei nuclei. 2. Decadimenti nucleari. 3. Legge del decadimento XVI - 0. A. Contin - Fisica Generale Avanzata
Radioattività 1. Massa dei nuclei 2. Decadimenti nucleari 3. Legge del decadimento XVI - 0 Nucleoni Protoni e neutroni sono chiamati, indifferentemente, nucleoni. Il numero di protoni (e quindi di elettroni
DettagliINTERFERENZA - DIFFRAZIONE
INTERFERENZA - F. Due onde luminose in aria, di lunghezza d onda = 600 nm, sono inizialmente in fase. Si muovono poi attraverso degli strati di plastica trasparente di lunghezza L = 4 m, ma indice di rifrazione
DettagliScritto Appello IV, Materia Condensata. AA 2017/2018
Scritto Appello IV, Materia Condensata AA 017/018 17/07/018 1 Esercizio 1 Un metallo monovalente cristallizza nella struttura cubica a corpo centrato La densità degli elettroni del metallo è n el = 65
DettagliNUCLEI NMR ATTIVI E SPIN
NUCLEI NMR ATTIVI E SPIN I diversi nuclei risuonano a campi magnetici (e frequenze) molto diversi La frequenza caratteristica a cui risuonano i nuclei dello standard è Ξ Per un nucleo specifico, le variazioni
DettagliEffetto Zeeman anomalo
Effetto Zeeman anomalo Direzione del campo B esempio: : j=3/2 Direzione del campo B j=1+1/2 = 3/2 s m j =+3/2 m j =+1/2 l m j =-1/2 m j =-3/2 La separazione tra i livelli é diversa l e µ l antiparalleli
DettagliSoluzione i) possiamo cotruire una analoga tabella in funzione della frequenza ricordando che. Hz)
Corso di Introduzione alla Fisica Quantistica (f) Soluzioni Prova scritta 19 Giugno 2006 1.) In tabella è riportato il valore del potenziale di arresto (V A ) per diverse lunghezze d onda incidenti su
DettagliDiffusione dei raggi X da parte di un elettrone
Diffusione dei raggi X da parte di un elettrone Consideriamo un onda elettro-magnetica piana polarizzata lungo x che si propaga lungo z L onda interagisce con un singolo elettrone (libero) inducendo un
DettagliSTUDIO DELLA FASE MARTENSITICA TRAMITE NMR
STUDIO DELLA FASE MARTENSITICA TRAMITE NMR Corso IUSS Modelli costitutivi per materiali avanzati a.a. 2009/2010 Presentazione di Andrea Capozzi e Stefano Pirotta SOMMARIO PARTE 1: Spettroscopia NMR Introduzione
Dettaglimvr = n h e 2 r = m v 2 e m r v = La configurazione elettronica r = e 2 m v 2 (1) Quantizzazione del momento angolare (2) 4 πε.
La configurazione elettronica Modello atomico di Bohr-Sommerfeld (1913) Legge fondamentale della meccanica classica F = m a. F Coulomb = 1 4 πε. q q ' F r centrifuga = m v r ε =8.85*10-1 Fm-1 (costante
Dettagli4. MODELLO DI EINSTEIN
4. MODELLO DI EISTEI Einstein fu il primo ad elaborare un modello per la descrizione dell interazione radiazione-materia (molecole) tenendo conto della quantizzazione delle energie molecolari e della radiazione.
DettagliDIFFRAZIONE DI ONDE NEI CRISTALLI
DIFFRAZIONE DI ONDE NEI CRISTALLI Quando in cristallo si propaga un onda con λ a,b,c si verifica diffrazione dal suo studio è possibile ottenere informazioni su: Simmetria del cristallo (tipo di reticolo)
DettagliEquazioni di Maxwell. (legge di Gauss per il campo elettrico) (legge di Gauss per il campo magnetico) C (legge di Faraday)
Equazioni di Maxwell Φ S ( r E ) = Q ε 0 (legge di Gauss per il campo elettrico) Φ S ( r B ) = 0 (legge di Gauss per il campo magnetico) C l ( r Φ B ) = µ 0 ε S ( E r ) 0 + µ (legge di Ampère - Maxwell)
DettagliCALCOLO DELLA STRUTTURA MOLECOLARE: 1. LE SUPERFICI DI ENERGIA POTENZIALE E L APPROSSIMAZIONE DI BORN-OPPENHEIMER
CALCOLO DELLA STRUTTURA MOLECOLARE: 1. LE SUPERFICI DI ENERGIA POTENZIALE E L APPROSSIMAZIONE DI BORN-OPPENHEIMER 1 COSA E UNA MOLECOLA Tutti gli atomi a piccola distanza si attraggono (forze di van der
DettagliDalla struttura fine delle transizioni atomiche allo spin dell elettrone
Dalla struttura fine delle transizioni atomiche allo spin dell elettrone Evidenze sperimentali Struttura fine delle transizioni atomiche (doppietto( del sodio) Esperimento di Stern-Gerlach Effetto Zeeman
DettagliRadiazione elettromagnetica
Spettroscopia Radiazione elettromagnetica: energia che si propaga in un mezzo fenomeno ondulatorio dovuto alla propagazione simultanea nello spazio di un campo elettrico (E) e di uno magnetico (M) perpendicolari
DettagliProcessi radiativi. Assorbimento Emissione spontanea Emissione stimolata. Gli stati eccitati sono instabili (il sistema non è in equilibrio)
Processi radiativi conservazion e dell energia transizioni I I Assorbimento Emissione spontanea Emissione stimolata Lo stato ad energia più bassa è detto fondamentale, gli altri sono detti stati eccitati
DettagliONDE ELETTROMAGNETICHE
ONDE ELETTROMAGNETICHE ESERCIZIO 1 Un onda elettromagnetica piana di frequenza ν = 7, 5 10 14 Hz si propaga nel vuoto lungo l asse x. Essa è polarizzata linearmente con il campo E che forma l angolo ϑ
DettagliFISICA delle APPARECCHIATURE per RADIOTERAPIA
Anno Accademico 2012-2013 Corso di Laurea in Tecniche Sanitarie di Radiologia Medica per Immagini e Radioterapia FISICA delle APPARECCHIATURE per RADIOTERAPIA Marta Ruspa 20.01.13 M. Ruspa 1 ONDE ELETTROMAGNETICHE
DettagliFenomeni quantistici
Fenomeni quantistici 1. Radiazione di corpo nero Leggi di Wien e di Stefan-Boltzman Equipartizione dell energia classica Correzione quantistica di Planck 2. Effetto fotoelettrico XIII - 0 Radiazione da
DettagliIntroduzione alla meccanica quantistica. Vincenzo Barone
Accademia delle Scienze di Torino 9 novembre 2017 Introduzione alla meccanica quantistica Vincenzo Barone barone@to.infn.it Parte I: Le basi della meccanica quantistica (questioni didattiche) Parte II:
DettagliMeccanica quantistica Mathesis 2016 Prof. S. Savarino
Meccanica quantistica Mathesis 2016 Prof. S. Savarino Quanti Corpo nero: è un oggetto che assorbe tutta la radiazione senza rifletterla. Come una corda legata agli estremi può produrre onde stazionarie
DettagliL energia assorbita dall atomo durante l urto iniziale è la stessa del fotone che sarebbe emesso nel passaggio inverso, e quindi vale: m
QUESITI 1 Quesito Nell esperimento di Rutherford, una sottile lamina d oro fu bombardata con particelle alfa (positive) emesse da una sorgente radioattiva. Secondo il modello atomico di Thompson le particelle
DettagliSpettroscopia. Spettroscopia
Spettroscopia Spettroscopia IR Spettroscopia NMR Spettrometria di massa 1 Spettroscopia E un insieme di tecniche che permettono di ottenere informazioni sulla struttura di una molecola attraverso l interazione
DettagliDipartimento di Fisica a.a. 2004/2005 Fisica Medica 2 Radiazioni X 11/3/2005
Dipartimento di Fisica a.a. 2004/2005 Fisica Medica 2 Radiazioni X 11/3/2005 Diagnostica clinica Completamente cambiata negli ultimi decenni Ecografia (EC) Radiografia digitale (DR) Tomografia assiale
DettagliRaccolta di esercizi di fisica moderna
Raccolta di esercizi di fisica moderna M. Quaglia IIS Avogadro Torino M. Quaglia (IIS Avogadro Torino) Raccolta di esercizi di fisica moderna Torino, 20/11/2014 1 / 30 Prova AIF e Sillabo http://www.aif.it/archivioa/aif_seconda_prova_di_fisica.pdf
DettagliSTRUTTURA ATOMICA. Per lo studio della struttura dell atomo ci si avvale della Spettroscopia.
STRUTTURA ATOMICA Il modello planetario dell atomo secondo Rutherford si appoggia sulla meccanica classica. Il modello non può essere corretto visto che per descrivere il comportamento delle particelle
Dettaglifenomeno livelli interni atomici legami chimici vibrazioni nm Å
Spettroscopia Misura e studio dell andamento dell intensità della radiazione elettromagnetica/corpuscolare in funzione della frequenza (energia/lunghezza d onda) della radiazione stessa Quale tipo di informazione
DettagliTECNICHE SPETTROSCOPICHE
TECNICHE SPETTROSCOPICHE L interazione delle radiazioni elettromagnetiche con la materia e essenzialmente un fenomeno quantico, che dipende sia dalle proprieta della radiazione sia dalla natura della materia
DettagliLo Spettro Elettromagnetico
Spettroscopia 1 Lo Spettro Elettromagnetico Lo spettro elettromagnetico è costituito da un insieme continuo di radiazioni (campi elettrici e magnetici che variano nel tempo, autogenerandosi) che va dai
Dettagli- Dati sperimentali: interazione luce / materia spettri caratteristici
- Thomson: evidenza sperimentale per elettrone misura e/m e - Millikan: misura la carica dell elettrone e ne ricava la massa e = 1,60 x 10-19 C - Rutherford: stima le dimensioni atomiche struttura vuota
DettagliINDICE OSCILLAZIONI CAPITOLO 1
INDICE CAPITOLO 1 OSCILLAZIONI Compendio 1 1-1 Introduzione 2 1-2 Moti periodici e moti armonici 3 1-2-1 Moto oscillatorio armonico 4 1-3 Dinamica dell oscillatore armonico 6 1-3-1 Forze elastiche 7 1-3-2
DettagliA Z. L'atomo Entità subatomiche Carica elettrica Massa (u.m.a) Protone Neutrone elettrone. +1e e.
L'atomo Entità subatomiche Carica elettrica Massa (u.m.a) Protone Neutrone elettrone +1e 0-1e e = Carica elettrica elementare 1.60 10-19 u.m.a.= Unità di Massa Atomica 1.6605 10-4 Il Nuclide A Z Nu Coulomb
DettagliOscillazioni ed onde
Oscillazioni ed onde Riprendendo dalle onde e dal moto armonico Ogni volta che una grandezza ha un andamento che si ripete nel tempo, si parla di ONDE Le onde semplici sono quelle sinusoidali Ogni altra
DettagliProcessi di rilassamento. Mx,y
Processi di rilassamento M0 Mz Mx,y Mz Mx,y Rilassamento trasversale Rilassamento longitudinale Spin-spin, adiabatico Spin-reticolo, non adiabatico dm z M M0 = z dt T1 dm x,y Eqz. di Bloch Mz(t)=M0+[Mz(0)-M0]*exp(-t/T1)
DettagliRivelatori Caratteristiche generale e concetti preliminari
Rivelatori Caratteristiche generale e concetti preliminari Stage Residenziale 2012 Indice Caratteristiche generali sensibilità, risposta, spettro d ampiezza, risoluzione energetica, efficienza, tempo morto
DettagliLa misura della radioattivita γ lezione 3. Cristiana Peroni Corsi di LS in Scienze Biomolecolari Universita di Torino Anno accademico
La misura della radioattivita γ lezione 3 Cristiana Peroni Corsi di LS in Scienze Biomolecolari Universita di Torino Anno accademico 2008-2009 Strumentazione e tecniche per la misura della radioattivita
Dettagli1. PRINCIPI GENERALI IL METODO A IMPULSI
1. PRINCIPI GENERALI IL METODO A IMPULSI LA RADIAZIONE EM CAMPO ELETTRICO OSCILLANTE CAMPO MAGNETICO OSCILLANTE Radiofrequenze n = 40-1000 MHz (In pratica: 300 1000 MHz) Lo Spin Nucleare I I = 0, 1/2,
DettagliSezione d urto e coefficienti di interazione Redazione a cura di Margherita Palonca
Sezione d urto e coefficienti di Redazione a cura di Margherita Palonca Sezione d urto Attenuazione di un fascio in condizioni di buona geometria Coefficiente di attenuazione Coefficiente di assorbimento
DettagliGLI ORBITALI ATOMICI
GLI ORBITALI ATOMICI Orbitali atomici e loro rappresentazione Le funzioni d onda Ψ n che derivano dalla risoluzione dell equazione d onda e descrivono il moto degli elettroni nell atomo si dicono orbitali
DettagliIndice. Elettrostatica in presenza di dielettrici Costante dielettrica Interpretazione microscopica 119. capitolo. capitolo.
Indice Elettrostatica nel vuoto. Campo elettrico e potenziale 1 1. Azioni elettriche 1 2. Carica elettrica e legge di Coulomb 5 3. Campo elettrico 8 4. Campo elettrostatico generato da sistemi di cariche
DettagliEccitazioni nucleari. Capitolo Spettro rotazionale
Capitolo 1 Eccitazioni nucleari 1.1 Spettro rotazionale Consideriamo un nucleo pari pari, con spin zero, che abbia però una deformazione permanente. Supponiamo inoltre che il nucleo goda di una simmetria
DettagliSpettroscopia ad effetto Fotoelettrico (XPS)
Spettroscopia ad effetto Fotoelettrico (XPS) Cosa è l XPS Caratteristiche fondamentali: 1. Tecnica di indagine composizionale di superficie (
DettagliEccitazioni nucleari
1 Spettro rotazionale Lezione 28 Eccitazioni nucleari Consideriamo un nucleo pari pari, con spin zero, che abbia però una deformazione permanente. Supponiamo inoltre che il nucleo goda di una simmetria
DettagliApparati per uso industriale e ricerca Dott.ssa Alessandra Bernardini
Apparati per uso industriale e ricerca Dott.ssa Alessandra Bernardini 1 Apparecchiature radiologiche per analisi industriali e ricerca Le apparecchiature a raggi X utilizzate nell industria utilizzano
DettagliLezione n. 13. Radiazione elettromagnetica Il modello di Bohr Lo spettro dell atomo. di idrogeno. Antonino Polimeno 1
Chimica Fisica Biotecnologie sanitarie Lezione n. 13 Radiazione elettromagnetica Il modello di Bohr Lo spettro dell atomo di idrogeno Antonino Polimeno 1 Radiazione elettromagnetica (1) - Rappresentazione
DettagliLezione 1: Introduzione alle grandezze magnetiche
Lezione 1: Introduzione alle grandezze magnetiche 1 Campi Magnetici Il campo magnetico è un campo vettoriale: associa, cioè, ad ogni punto nello spazio un vettore. Un campo magnetico si puo misurare per
DettagliOttica fisica - Interferenza
Ottica fisica - Interferenza 1. Principi di sovrapposizione e di Huygens 2. Interferenza 3. Riflessione e trasmissione della luce VIII - 0 Principio di sovrapposizione In un sistema meccanico in cui si
DettagliGeneralità delle onde elettromagnetiche
Generalità delle onde elettromagnetiche Ampiezza massima: E max (B max ) Lunghezza d onda: (m) E max (B max ) Periodo: (s) Frequenza: = 1 (s-1 ) Numero d onda: = 1 (m-1 ) = v Velocità della luce nel vuoto
DettagliSi arrivò a dimostrare l esistenza di una forma elementare della materia (atomo) solo nel 1803 (John Dalton)
Atomi 16 Si arrivò a dimostrare l esistenza di una forma elementare della materia (atomo) solo nel 1803 (John Dalton) 17 Teoria atomica di Dalton Si basa sui seguenti postulati: 1. La materia è formata
DettagliLA PRODUZIONE DEI RAGGI X
UNIVERSITA POLITECNICA DELLE MARCHE Facoltà di Medicina e Chirurgia Corso di Laurea in Tecniche di Radiologia Medica, per Immagini e Radioterapia LA PRODUZIONE DEI RAGGI X A.A. 2015-2016 Tecniche di Radiodiagnostica
DettagliGenesi del segnale RM
Genesi del segnale RM imaging RM si fonda sul segnale ricavato all applicazione di radiofrequenze ( RF ) su nuclei di rogeno ( H ) immersi in un campo magnetico static CMS ). ali nuclei sono dotati di
DettagliLaurea Magistrale di INGEGNERIA ELETTRONICA (LM-29) a.a , I semestre! Programma del corso di FISICA SUPERIORE! Docente: MAURO PAPINUTTO!
Laurea Magistrale di INGEGNERIA ELETTRONICA (LM-29) a.a. 2013-14, I semestre Programma del corso di FISICA SUPERIORE Docente: MAURO PAPINUTTO Dipartimento di Fisica Phone: +39 06 4991 4376 Universita`
DettagliL Effetto Fotoelettrico
L Effetto Fotoelettrico Alessio Bianchi 7 giugno 2017 Sommario Osservazione dell effetto fotoelettrico e determinazione sperimentale della costante di Planck (h). Verifica dell equipotenzialità di stopping
DettagliRM - riepilogo. Ricostruzione di immagini - Ricostruzione immagini in RM
Leonardo Bocchi Ricostruzione immagini in RM Retroproiezione - metodo di Fourier RM - riepilogo Consideriamo degli atomi di idrogeno Applichiamo un campo magnetico statico B 0 Si genera un vettore di magnetizzazione
DettagliMISURA DELLA MASSA DELL ELETTRONE
MISURA DELLA MASSA DELL ELETTRONE di Arianna Carbone, Giorgia Fortuna, Nicolò Spagnolo Liceo Scientifico Farnesina Roma Interazioni tra elettroni e fotoni Per misurare la massa dell elettrone abbiamo sfruttato
DettagliFormulario. (ε = ε 0 nel vuoto, ε 0 ε r nei mezzi; µ = µ 0 nel vuoto, µ 0 µ r nei mezzi) Forza di Coulomb: F = k Q 1Q 2 r 2 = 1 Q 1 Q 2
Formulario (ε = ε 0 nel vuoto, ε 0 ε r nei mezzi; µ = µ 0 nel vuoto, µ 0 µ r nei mezzi) Forza di Coulomb: F = k Q Q 2 r 2 = Q Q 2 4πε r 2 Campo elettrico: E F q Campo coulombiano generato da una carica
DettagliDiffrazione di Raggi-X da Monocristalli A.A Marco Nardini Dipartimento di Scienze Biomolecolari e Biotecnologie Università di Milano
Diffrazione di Raggi-X da Monocristalli A.A. 2009-2010 Marco Nardini Dipartimento di Scienze Biomolecolari e Biotecnologie Università di Milano Raccolta Dati di Diffrazione: Diffrazione di Raggi X Raccolta
DettagliProgramma della I parte
Programma della I parte Cenni alla meccanica quantistica: il modello dell atomo Dall atomo ai cristalli: statistica di Fermi-Dirac il modello a bande di energia popolazione delle bande livello di Fermi
DettagliSoluzioni Esame di Fisica Corso di laurea in Biotecnologie Linea II (gruppi E-H)
Soluzioni Esame di Fisica Corso di laurea in Biotecnologie Linea II (gruppi E-H) 16 luglio 2001 Teoria 1. La posizione del centro di massa di un sistema di N particelle puntiformi è data da Ni r i m i
DettagliMisura del coefficiente di assorbimento di vari materiali in funzione dell'energia del fascio dei fotoni incidenti
materiali in funzione dell'energia del fascio dei fotoni Esperto Qualificato LNF - INFN Interazioni delle particelle indirettamente ionizzanti con la materia Le particelle indirettamente ionizzanti, principalmente
DettagliLe vibrazioni di superficie e lo scattering anelastico
Le vibrazioni di superficie e lo scattering anelastico Dr. Stefania Benedetti Corso di Laurea Specialistica/Magistrale in Fisica Università di Ferrara 1 I Fononi di superficie Modo ottico (bulk) Modo acustico
Dettagli