10474935
Descripción
Fichas por Tom Schobert, actualizado hace más de 1 año
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Creado por Tom Schobert
hace alrededor de 7 años
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| Pregunta | Respuesta |
| Primärprozesse | Ionenlinien Innerschalenlinien Abstrahlung bewegter Ladung Thermische Strahlung Gamma Strahlung |
| Ionenlinien | Atome in denen ein/mehr Elektron fehlt → elektronische Übergänge |
| Wasserstoffartige Ionen | Übergang: E_nm=W_m-W_n=hR(1/n^2 -1/m^2 ) Unterschied: Atomkern Z positive Ladungen statt einer beim Wasserstoffatom → Verschiebung Energieniveaus: W_n=-hR Z^2/n^2 Linienbezeichnung: Lyman → 1; Balmer→ 2 |
| Helium-artige Ionen: | - Ionen mit zwei verbleibenden Elektronen - Spektrallinie wird mit schwereren Atomen immer härter |
| Allgemeines zu Ionenspektren: | - Leuchteigenschaften abhängig von Elektronenhülle (Leuchtelektron am leichtesten gebunden) - Rest-Elektronenhülle wie leichteres Neutralatom (Spektrum ähnlich, Energieniveaus viel tiefer → Linien härter) - Spektraltafeln: Kelly tables |
| EBIT(electron beam ion trap): | - scharf fokussierter Elektronenstrahl für Ionisation - 2D negatives Potential zum Fangen |
| Prinzip Innerschalen-Linien | - Freisetzung Elektron durch Absorption Photon oder Elektronenstoß - Auffüllen aus höheren Schalen → Differenzenergie harte Strahlung (auch strahlungslos) |
| Terminologie Innerschalen-Linien: Hauptschalen: | - (veraltet) ausgehend von Elektronenhüllen in Schalen Schale n Elektronen K 1 2s L 2 2s 6p M 3 2s 6p 10 d |
| Subniveaus innerhalb Hauptquantenzahl: | - Übergänge nur weit innen , nach Zielschale benannt - L→K: Kα; M→K: Kβ; M→L: Lα; N→L: Lβ |
| Übergangsregeln: | - Δn beliebig; Δl=±1; Δj=0,±1 |
| Quantitative Beschreibung Innerschallinien: | Mosely: W_n=-hR (Z-σ)^2/n^2 Energieniveaus Z² tiefer als Wasserstoffatom Z(statt 1) Proton im Kern innere Elektronen schirmen Kernladung ab → Abschirmkoeffizient(K:σ=1;L: σ=7.5) Lebensdauer ca. 1 fs Linienbreite: ΔE≈ 1eV Lorentz-Profil Spektrometer: Intensitätsverhältnis (Atome innen gleich) |
| Auger-Zerfall: | strahlungsloser Innerschalenlochzerfall Konkurrenzprozess zu Röntgenlichterzeugung 2 fach geladenes Ion + zusätzlich freies Elektron E_Aug=E_mn+W_m=hR(1/n^2 -2/m^2 ) (Z-σ)^2 Fluoreszenzausbeute steigt mit Kernladungszahl |
| Abstrahlung bei beschleunigter Bewegung | - Ladung führt elektrisches Feld mit sich |
| nicht-relativistisch (v≤c/3): | o E-Feld genau zur momentanen Position der Ladung o Änderung Bewegungszustand mit c → Bremsstrahlung o konstante Feldgeometrie ab Moment des Stehenbleibens mit c von der Ladung aus weg |
| Grenzfläche: | transversale E-Feld-Komponenten Dicke cδt E_t/E_r =tvsinΨ/cδt |
| Hertzscher Dipol | o Et verschwindet auf Achse o genau neben Ladung maximal - transversales Magnetfeld normal auf Et , selbe Energiedichte → elektromagnetische Welle abhängig von Abbremsprozess |
| Abstrahlungsrichtung: | - Emission von Strahlung bei Änderung des Bewegungszustands der Ladung - keine Abstrahlung in Richtung der Beschleunigung, maximal normal zur Beschleunigung |
| Leistung Bremsstrahlung | Larmorformel: P=1/(4πϵ_0 ) 2/3 (q^2 a^2)/c^3 Richtungsabhängigkeit von Winkel zwischen Beobachtungs- und Bewegungsrichtung Bremsstrahlungsleistung ∞ Z², ∞ 1/m² |
| Abstrahlung bei relativistisch beschleunigter Bewegung | E-Feld stark anisotrop Abbremsung Lineare Beschleunigung Normalbeschleunigung |
| E-Feld stark anisotrop | auf Bewegungsachse (sinθ=0) γ² kleiner als bei langsamer/ruhender Ladung neben vorbeifliegenden Ladungen (sinθ=1) γ größer als in Ruhe Zeitraum Δt=b/γv seitlich viel mehr Feldlinien als vor/hinter der Ladung Massenänderung m=γm_0 |
| Abbremsung: | Felder vor und nach Abbremsen ungefähr gleich schnell Änderung Feldgeometrie Lienard-Formel starke Abhängigkeit von kinetischer Energie, wesentlich von Richtung Beschleunigung (β ⃗ ) ̇ |
| Lineare Beschleunigung | v,a parallel Leistung abhängig von wirkender Kraft wesentliche Abstrahlung nach vorne („Lorentz-Boost“) mittlere quadratischer Emissionswinkel θ ̅=1/γ wahrer Abstrahlkegel doppelt so groß |
| Normalbeschleunigung | - kurze Zeit Kreisbahn (Zentripetalkraft) - P∞γ4 → Abstrahlung stark nach vorne - Form des Strahlkegels anders, größer aber gleich (maximal in θ=0) |
| Allgemeines th. Strahlung | - ausgesendete Strahlung von Materie temperaturabhängig - thermodynamisches GGW. → Gleichverteilung auf Freiheitsgrade - optisch dick: Großteil erzeugter Photonen wird im selben Materiebereich absorbiert |
| Plancksche Strahlungsformel | L_ν (ν)=(2ν^2)/c^2 ( hν)/exp〖(hν/(k_B T))-1〗 auf Wellenlängenintervall: L_λ^H (λ,T)=(2hc^2)/c^5 1/exp〖(hc/(〖λk〗_B T))-1〗 |
| Wiensches Verschiebungsgesetz: | Maß für dominant abgestrahlten Spektralbereich λ_max T=2.898 ∙〖10〗^(-3) mK=const |
| Stefan-Boltzmann-Gesetz | Integration über alle Frequenzen, Annahme von jedem Punkt Licht in Halbraum P_Ges=σAT^4 mit σ=5.67∙〖10〗^(-8) W/(m^2 K^4 ) unabhängig von Atomsorten und Teilchendichten Wellenlängen mit starker Emission haben auch starke Absorption |
| Thermische Röntgenstrahlung | - Erzeugung thermischer Strahlung im Harten, sehr hohe T → große Strahlungsleistung - gepulste Quellen: Energieverlust durch Strahlungsemission („Strahlungsleistung“) |
| Gammastrahlung Erzeugung | - aus Atomkern,eine oder mehrere spektrale scharfe Linien |
| Kernreaktion | - angeregter Zustand - Relaxation in GZ (Abgabe hartes Photon) |
| γ-Floreszenz | - Absorption Kernphoton |
| Bereitstellung radioaktiver Isotope | - HWZ in 60 min- Wochen - Brüten (Neutronenaktivierung) - metastabiles Tc: Neutronenbeschuss von Nickel - 60Co: o Neutronenaktivierung 59Co o Betazerfall in 60Ni |
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