MECÂNICA GRACELI GENER. - QUÂNTICA DIMENSIONAL TENSORIAL RELATIVISTA DE CAMPOS [727]

$equação Graceli dimensional relativista tensorial quântica de campos$

$[$ $\psi ^{*}$ $\psi ^{*}$ $G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$ /

$G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$

$\psi ^{*}$

//////

[

$\psi ^{*}$

$TeoriaInteraçãomediadorMagnitude relativaComportamentoFaixaCromodinâmicaForça nuclear forteGlúon10411/r71,4 × 10-15 mEletrodinâmicaForça eletromagnéticaFóton10391/r2infinitoFlavordinâmicaForça nuclear fracaBósons W e Z10291/r5 até 1/r710-18 mGeometrodinâmicaForça gravitacionalgráviton101/r2infinito$

Teoria	Interação	mediador	Magnitude relativa	Comportamento	Faixa
Cromodinâmica	Força nuclear forte	Glúon	1041	1/r7	1,4 × 10-15 m
Eletrodinâmica	Força eletromagnética	Fóton	1039	1/r2	infinito
Flavordinâmica	Força nuclear fraca	Bósons W e Z	1029	1/r5 até 1/r7	10-18 m
Geometrodinâmica	Força gravitacional	gráviton	10	1/r2	infinito

$G* = OPERADOR DE DIMENSÕES DE GRACELI.$

DIMENSÕES DE GRACELI SÃO TODA FORMA DE TENSORES, ESTRUTURAS, ENERGIAS, ACOPLAMENTOS, , INTERAÇÕES E CAMPOS, DISTRIBUIÇÕES ELETRÔNICAS, ESTADOS FÍSICOS, ESTADOS QUÂNTICOS, ESTADOS FÍSICOS DE ENERGIAS DE GRACELI, E OUTROS.

acoplamento da interação eletromagnético

$equação Graceli dimensional relativista tensorial quântica de campos$

$[$ $\psi ^{*}$ $\psi ^{*}$ $G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$ /

$G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$

$\psi ^{*}$

////// $V(r)={\frac {U(r)}{\hbar c}}=-{\frac {e^{2}}{4\pi \epsilon _{0}\hbar c}}{\frac {1}{r}}$

A constante de acoplamento da interação eletromagnética é também conhecida como a constante de estrutura fina $\alpha \approx 1/137$ , já substituindo os valores das constantes. Na tabela a seguir são apresentadas características específicas de cada interação:^[2]

Na mecânica analítica e a teoria do campo quântico, o acoplamento mínimo refere-se a um acoplamento entre os campos que envolve apenas a carga de distribuição e não mais multipolar momentos da distribuição de carga. Esse acoplamento mínimo está em contraste com, por exemplo, acoplamento de Pauli, o que inclui o momento magnético de um elétron diretamente no Lagrangiano.

Eletrodinâmica

Na eletrodinâmica, o acoplamento mínimo é adequado para considerar todas as interações eletromagnéticas. Momentos mais altos de partículas são conseqüências do acoplamento mínimo e o spin diferente de zero.

Matematicamente, o acoplamento mínimo é obtido subtraindo a charge ( $�$ ) vezes o quadripotencial ( $A_{\mu }$ ) do quadrimomento ( $p_{\mu }$ ) no Lagrangiano ou Hamiltoniano:

$equação Graceli dimensional relativista tensorial quântica de campos$

$[$ $\psi ^{*}$ $\psi ^{*}$ $G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$ /

$G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$

$\psi ^{*}$

//////

p_{\mu }\mapsto p_{\mu }-q\ A_{\mu }

Veja o artigo de mecânica hamiltoniana para obter uma derivação completa e exemplos. (Retirado quase literalmente da Interacção Lagrangeana de Doughty, pg. 456)^[1]

Inflação

Em estudos de inflação cosmológica, o acoplamento mínimo de um campo escalar, geralmente, refere-se a um acoplamento mínimo para a gravidade. Isso significa que a ação para o campo inflaton $\varphi$ não está acoplado ao escalar de curvatura. Somente o seu acoplamento a gravidade é o acoplamento com o invariante de Lorentz medida ${\sqrt {g}}\,d^{4}x$ construído a partir da métrica (em unidades de Planck):

$equação Graceli dimensional relativista tensorial quântica de campos$

$[$ $\psi ^{*}$ $\psi ^{*}$ $G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$ /

$G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$

$\psi ^{*}$

//////

S=\int d^{4}x\,{\sqrt {g}}\,\left(-{\frac {1}{2}}R+{\frac {1}{2}}\nabla _{\mu }\varphi \nabla ^{\mu }\varphi -V(\varphi )\right)

onde $g:=\det g_{\mu \nu }$ , e utilizando o derivativo de calibre covariante.^[2]^[3]^[4]

O Modelo Padrão da física de partículas é uma teoria que descreve as forças fundamentais forte, fraca e eletromagnética, bem como as partículas fundamentais que constituem toda a matéria. Desenvolvida entre 1970 e 1973, é uma teoria quântica de campos, consistente com a mecânica quântica e a relatividade especial. Para demonstrar sua importância, quase todos os testes experimentais das três forças descritas pelo Modelo Padrão concordaram com as suas previsões. Entretanto, o Modelo Padrão não é uma teoria completa das interações fundamentais, em primeiro lugar porque não descreve a gravidade.

O Modelo Padrão

O Modelo Padrão descreve dois tipos de partículas fundamentais: férmions e bósons.

Os férmions são as partículas que possuem o spin semi-inteiro e obedecem o princípio de exclusão de Pauli, que diz que férmions idênticos não podem compartilhar o mesmo estado quântico.
Os bósons possuem o spin inteiro e não obedecem o princípio de exclusão de Pauli.

Informalmente falando, os férmions são as partículas que constituem a matéria e os bósons são as partículas que transmitem as forças. Para uma descrição detalhada das diferenças entre férmions e bósons, veja o artigo de partículas idênticas.

No Modelo Padrão, a teoria da interação eletrofraca (que descreve as interações fracas e eletromagnéticas) é combinada com a teoria da cromodinâmica quântica. Todas estas teorias são teorias de calibre, significando que modelam as forças entre férmions acoplando aos bósons que "carregam" as forças. A Lagrangiana de cada conjunto de bósons mediadores é invariante sob uma transformação chamada de transformação de calibre, assim estes bósons mediadores são referidos como bósons de calibre. Os bósons no Modelo Padrão são:

Fótons, que intermediam a interação eletromagnética.
Bósons W e Z, que intermediam a interação fraca.
Oito espécies dos glúons, que mediam a interação forte. Seis destes glúons são rotulados como pares de "cores" e de "anti-cores" (por exemplo, um glúon pode carregar o "vermelho" e "anti-verde".) Outras duas espécies são uma mistura mais complexa das cores e anti-cores.
Os bósons de Higgs, que induzem a quebra espontânea de simetria dos grupos de calibre e são responsáveis pela existência da massa inercial.

As transformações de gauge dos bósons de calibre podem ser descritas usando um grupo unitário chamado grupo de calibre. O grupo de calibre da interação forte é o SU(3), e o grupo de calibre da interação eletrofraca é o SU(2)×U(1). Conseqüentemente, o Modelo Padrão é frequentemente referido como SU(3)×SU(2)×U(1). O bóson de Higgs é o único bóson na teoria que não é um bóson de calibre; tem um status especial na teoria, o que foi assunto de algumas controvérsias. Grávitons, os bósons que acredita-se mediar a interação gravitacional, não é explicado no Modelo Padrão.

Há doze tipos diferentes de "sabores" dos férmions no Modelo Padrão. Entre o próton, o nêutron, e o elétron, aqueles férmions que constituem a maior parte da matéria, o Modelo Padrão considera somente o elétron uma partícula fundamental. O próton e o nêutron são agregados de umas partículas menores conhecidas como quarks, que são mantidos junto pela interação forte.

Testes e predições

O Modelo Padrão predisse a existência dos bósons W e Z, dos glúons, do quark top e do quark charm antes que estas partículas fossem observadas. Suas propriedades preditas foram confirmadas experimentalmente com uma boa precisão.

O grande colisor de Elétron-Pósitron no CERN testou várias predições sobre a decaimento dos bósons Z, e foram confirmados.

Para ter uma ideia do sucesso do Modelo Padrão, uma comparação entre os valores medidos e preditos de algumas quantidades são mostrados na seguinte tabela:

$equação Graceli dimensional relativista tensorial quântica de campos$

$[$ $\psi ^{*}$ $\psi ^{*}$ $G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$ /

$G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$

$\psi ^{*}$

//////

Quantidade	Medido (GeV)	Modelo Padrão (GeV)
Massa do bóson W	80.387 ± 0.019	80.390 ± 0.018
Massa do bóson Z	91.1876 ± 0.0021	91.1874 ± 0.0021

$equação Graceli dimensional relativista tensorial quântica de campos$

$[$ $\psi ^{*}$ $\psi ^{*}$ $G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$ /

$G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$

$\psi ^{*}$

//////

Tabela

**fermions levógeros (para esquerda) no Modelo Padrão**
Fermion	Símbolo	Carga elétrica	Carga fraca*	Isospin fraco	Hipercarga	Carga de cor*	Massa**
Geração 1
Eletron	$e_{}^{}$	-1	$\mathbf {2}$	-1/2	-1/2	$\mathbf {1}$	0.511 MeV
neutrino eletron	$\nu _{e}^{}$	0	$\mathbf {2}$	+1/2	-1/2	$\mathbf {1}$	< 50 eV
Posítron	$e_{}^{c}$	1	$\mathbf {1}$	0	1	$\mathbf {1}$	0.511 MeV
Antineutrino eletron	$\nu _{e}^{c}$	0	$\mathbf {1}$	0	0	$\mathbf {1}$	< 50 eV
Quark Up	$u_{}^{}$	+2/3	$\mathbf {2}$	+1/2	+1/6	$\mathbf {3}$	~5 MeV ***
Quark Down	$d_{}^{}$	-1/3	$\mathbf {2}$	-1/2	+1/6	$\mathbf {3}$	~10 MeV ***
Antiquark Up	$u_{}^{c}$	-2/3	$\mathbf {1}$	0	-2/3	$\mathbf {\bar {3}}$	~5 MeV ***
Antiquark Down	$d_{}^{c}$	+1/3	$\mathbf {1}$	0	+1/3	$\mathbf {\bar {3}}$	~10 MeV ***
Geração 2
Muon	$\mu _{}^{}$	-1	$\mathbf {2}$	-1/2	-1/2	$\mathbf {1}$	105.6 MeV
Neutrino muon	$\nu _{\mu }^{}$	0	$\mathbf {2}$	+1/2	-1/2	$\mathbf {1}$	< 0.5 MeV
Anti-Muon	$\mu _{}^{c}$	1	$\mathbf {1}$	0	1	$\mathbf {1}$	105.6 MeV
antineutrino Muon	$\nu _{\mu }^{c}$	0	$\mathbf {1}$	0	0	$\mathbf {1}$	< 0.5 MeV
Quark charme	$c_{}^{}$	+2/3	$\mathbf {2}$	+1/2	+1/6	$\mathbf {3}$	~1.5 GeV
Quark Estranho	$s_{}^{}$	-1/3	$\mathbf {2}$	-1/2	+1/6	$\mathbf {3}$	~100 MeV
Antiquark anti-charme	$c_{}^{c}$	-2/3	$\mathbf {1}$	0	-2/3	$\mathbf {\bar {3}}$	~1.5 GeV
Antiquark anti-estranho	$s_{}^{c}$	+1/3	$\mathbf {1}$	0	+1/3	$\mathbf {\bar {3}}$	~100 MeV
Geração 3
Tau	$\tau _{}^{}$	-1	$\mathbf {2}$	-1/2	-1/2	$\mathbf {1}$	1.784 GeV
Neutrino tau	$\nu _{\tau }^{}$	0	$\mathbf {2}$	+1/2	-1/2	$\mathbf {1}$	< 70 MeV
Anti-Tau	$\tau _{}^{c}$	1	$\mathbf {1}$	0	1	$\mathbf {1}$	1.784 GeV
Antineutrino tau	$\nu _{\tau }^{c}$	0	$\mathbf {1}$	0	0	$\mathbf {1}$	< 70 MeV
Quark Top	$t_{}^{}$	+2/3	$\mathbf {2}$	+1/2	+1/6	$\mathbf {3}$	173 GeV
Quark Bottom	$b_{}^{}$	-1/3	$\mathbf {2}$	-1/2	+1/6	$\mathbf {3}$	~4.7 GeV
Antiquark Top	$t_{}^{c}$	-2/3	$\mathbf {1}$	0	-2/3	$\mathbf {\bar {3}}$	173 GeV
Antiquark Bottom	$b_{}^{c}$	+1/3	$\mathbf {1}$	0	+1/3	$\mathbf {\bar {3}}$	~4.7 GeV
* - Essas não são Cargas abelianas ordinárias que podem ser adicionadas, mas sim identificações de Representações de grupo dos Grupos de Lie. – A massa é realmente um acoplamento entre fermion dextrógeno e levógeno. Por exemplo, a massa de um elétron é realmente um acoplamento entre um elétron dextrógeno e levógeno, o qual é antiparticula de um positron levógeno. Também os neutrinos mostram a grande mistura entre seus acoplamentos de massa, então não é certo falar de massa do neutrino e no Sabor básico ou sugerir que o neutrino elétron levógeno e um neutrino elétron dextrógeno tem a mesma massa como esta tabela parece sugerir. ***** – O que é sempre medido experimentalmente são as massas dos baryons e hadrons e vários razões de seção transversal. Desde que os quarks não podem ser isolados por causa do confinamento QCD, a quantidade expressa é a suposta massa do quark na escala da renormalização de fase de transição QCD.

Os fermions podem ser agrupados em três gerações, a primeira consiste do elétron, quark up e down e o neutrino elétron. Toda a matéria ordinária é feita desta primeira geração de partículas; as gerações mais altas de partículas decaem rapidamente para a primeira geração e somente podem ser gerados por um curto tempo em experimentos de alta-energia. A razão para este arranjo em gerações é que os quatro fermions em cada geração comportam-se sempre exatamente como seus contrapontos na outra geração; a única diferença e suas massas. Por exemplo, o elétron e o muon têm sempre meio spin e carga elétrica unitária, mas o muon é cerca de 200 vezes mais massivo.

Os elétrons, os neutrino-eletron, e seus contrapontos em outras gerações, são chamados de "leptons", "partículas de interação fraca". Diferentes dos quarks, eles não possuem uma qualidade chamada "cor", e suas interações são somente eletromagnética e fraca, e diminuem com a distância. Por outro lado, a força forte ou cor entre os quarks se torna mais forte com a distância, tal que os quarks são sempre encontrado em combinações neutras chamadas de hadrons, num fenômeno conhecido como confinamento quark. Existem os fermionic baryons compostos de três quark (o proton e o neutron para começar são os exemplos mais familiares) e os mesons bosonico compostos de um par quark-antiquark (tais como os pions). A massa de cada agrupamento excede a massa de seus componentes devido a energia de ligação.

A energia de ligação (E_B) é um termo normalmente utilizado quando se trabalha com a análise da estrutura eletrônica da matéria (estrutura de bandas), em especial na espectroscopia de fotoelétrons. É comum também em outras, a exemplo na física do estado sólido.

Rigorosamente falando, a energia de ligação de um dado estado quântico eletrônico identificado por s é a diferença das energias totais do sistema quando este estado encontra-se desocupado e ocupado por um elétron, respectivamente. Assume-se que o sistema, mantida a ausência no primeiro caso, já tenha relaxado energeticamente de forma a acomodar-se à ausência do elétron no referido estado, assumindo a configuração que lhe permita então a menor energia total com o referido estado vazio. Sendo E^sistema_N-1 a energia total do sistema com a ausência do elétron no referido estado ^{[nota 1]} e E^total_N a energia total do sistema com o referido estado preenchido, ou seja, com N elétrons e em seu estado de equilíbrio termodinâmico, temos que:

$equação Graceli dimensional relativista tensorial quântica de campos$

$[$ $\psi ^{*}$ $\psi ^{*}$ $G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$ /

$G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$

$\psi ^{*}$

//////

E_B = E _N−1 ^sistema − E_N^total

Em sólidos geralmente utiliza-se como referência para a medida da energia de ligação a energia de Fermi. Entretanto não é incomum encontrar-se dados sobre energias de ligação referidas à energia de nível de vácuo, ou, às vezes, à energia do topo da banda de valência, e certo cuidado deve ser tomado ao se utilizar valores obtidos da literatura.

Devido às dificuldades inerentes na determinação da energia total do sistema, costuma-se assumir aproximações práticas para a energia de ligação. A mais simples consiste em negligenciar a energia envolvida no processo de relaxação do sistema e assumir a energia de ligação como sendo o negativo da energia do estado a partir do qual o elétron é retirado. Esta aproximação, apesar de negligenciar mudanças nos orbitais atômicos do qual o elétron é removido bem como mudanças na distribuição eletrônica do cristal devido à presença de um íon positivo na rede e à ausência de um elétron, mostra-se muitas vezes útil, e é conhecida como aproximação de Koopman.^[1]

Em física da matéria condensada, diferença de potencial de contato ou diferença de potencial de junção refere-se à diferença de potencial que decorre do aparecimento de um campo elétrico na região de junção em uma amostra constituída pelo contato de dois materiais com energias de Fermi diferentes.^[1]

Definição

Considere a existência de apenas dois corpos diferentes – assumidos condutores por simplicidade mas sem perda de generalidade - bem afastados um do outro. Nesta situação, a condição de equilíbrio impõe que as energias de vácuo para ambos seja a mesma uma vez que não há campo elétrico na região que contém os corpos. Sendo diferentes, as energias de Fermi dos dois corpos não estão no mesmo nível uma vez que os corpos possuem funções trabalho Φ assumidamente diferentes e em tal situação a energia de nível de vácuo é a mesma para os dois.^[1] Ao serem colocados em contato, entretanto, as energias de Fermi dos dois corpos devem igualar-se, pois esta é uma condição para o equilíbrio termodinâmico do sistema composto, e para que isto aconteça, cargas elétricas do corpo com maior energia de Fermi fluirão para o corpo que possui menor energia de Fermi. Este fluxo de cargas fará surgir na região da junção dos dois materiais um campo elétrico e a existência deste campo elétrico implicará, de acordo com as leis do eletromagnetismo, na existência de uma diferença de potencial entre os dois corpos.^[1] Esta Diferença de Potencial de Contato, nomeada em função do processo que a originou, tem seu valor determinado pela diferença nas energias de Fermi dos dois materiais envolvidos, uma vez que sua função é possibilitar o justo nivelamento delas. Assim:

$equação Graceli dimensional relativista tensorial quântica de campos$

$[$ $\psi ^{*}$ $\psi ^{*}$ $G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$ /

$G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$

$\psi ^{*}$

//////

eΘ = Φ1 − Φ 2 ^[1]

onde Φ1 e Φ2 são as funções trabalho dos dois materiais em consideração, “e” a carga elementar e “Θ” a diferença de potencial de contato entre os corpos.

Repare que, ao igualarem-se as energias de Fermi dos dois corpos, o nível de energia de vácuo nos extremos das amostras, assumidas longas, não serão mais os mesmos, pois há agora um campo elétrico no espaço externo aos corpos próximo à região de junção.

O ajuste de uma função analítica pode ser feito empiricamente ou procurando-se razões experimentais e teóricas para escolher-se a função para o ajuste, e neste caso geralmente funções gaussianas, lorentzianas, ou em certos casos uma convolução das duas prestam-se bem ao serviço de ajuste aos dados experimentais. Em sua quase totalidade os ajustes destas funções a um mesmo pico fornecem resultados semelhantes para área, posição e largura de cada pico considerado, diferindo os resultados entre os ajustes por valores menores do que as incertezas nos resultados obtidos. Na figura vemos o ajuste do pico Ga3d para um espectro obtido de uma amostra de arseneto de gálio onde depositou-se uma pequena quantidade de césio na superfície. O ajuste é feito mediante uma função gaussiana, e o ajuste por lorentziana fornece resultados bem semelhantes.

A=A_{0}+{\frac {A_{1}}{w{\sqrt {\frac {\pi }{2}}}}}e^{-2({\frac {(x-x_{c})}{w}})^{2}}

uma função gaussiana típica usada na análise de espectros XPS: os parâmetros A₀, A₁, X_c e W são ajustados pelo programa de análise de forma que a curva ajuste-se da melhor forma possível aos dados experimentais.

Relação fundamental em processos de fotoemissão

Equação fundamental

Conhecendo as energias anteriormente definidas estamos aptos a compreender a equação fundamental que descreve o processo de fotoemissão. Tal equação fundamenta-se no princípio da conservação da energia e considera que a energia total do sistema inicialmente em equilíbrio somada à energia do fóton incidente deve igualar-se à energia total do sistema em equilíbrio após o elétron ser ejetado, somada à energia necessária para se remover o elétron e à energia cinética deste elétron no vácuo:

$equação Graceli dimensional relativista tensorial quântica de campos$

$[$ $\psi ^{*}$ $\psi ^{*}$ $G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$ /

$G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$

$\psi ^{*}$

//////

$E_{N}^{total}+\hbar \omega =E_{N-1}^{total}+E_{cin}^{v}+\phi$

Reagrupando os termos acima teremos:

$equação Graceli dimensional relativista tensorial quântica de campos$

$[$ $\psi ^{*}$ $\psi ^{*}$ $G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$ /

$G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$

$\psi ^{*}$

//////

$E_{B}^{v}=\hbar \omega -(E_{cin}^{v}+\phi )$

A expressão acima corresponde à equação geral que governa o processo de fotoemissão com a referência de energia tomada necessariamente como a energia de vácuo uma vez que a energia cinética é definida no referencial da amostra e que a energia de ligação relatada também encontra-se referida à energia de vácuo. Alguns problemas práticos surgem ao se considerar um experimento real, entretanto. O primeiro refere-se ao fato que a energia de vácuo acima citada corresponde à energia de vácuo da amostra e não à energia de vácuo do dispositivo realmente responsável por medir a energia cinética dos elétrons, o analisador de elétrons. Isto se deve ao fato de que as funções trabalho do analisador e da amostra não são necessariamente iguais, e, considerando-se que ambos encontram-se eletricamente conectados, uma diferença de potencial de contato existe entre o analisador e a amostra.

A existência deste potencial de contato traz algumas implicações quanto à medida da energia cinética no analisador uma vez que a mesma implica a existência de um campo elétrico na região em vácuo compreendida entre a superfície da amostra e do analisador. Um elétron que, em relação ao nível de vácuo da amostra, possua uma energia cinética E_cin, seria percebido pelo analisador (em relação ao seu próprio nível de vácuo, portanto), como possuindo uma energia cinética dada por E_cin.medida = E_cin - e $\theta$ , onde -e é a carga do elétron e $\theta$ a diferença de potencial de contato entre a amostra e o analisador (e $\theta$ = $\Phi$ _amostra - $\Phi$ _analisador). O termo -e $\theta$ referese à energia ganha pelo elétron ao se mover da amostra até o analisador, estando a amostra em um potencial $\theta$ abaixo do potencial do analisador. A existência da diferença de potencial de contato não seria problema caso esta fosse constante, mas quando se considera que amostras diferentes em análise possuem, cada qual, uma função trabalho diferente, na maioria das vezes previamente desconhecida, um problema real existe.

O problema atrelado ao potencial de contato reside na escolha do referencial de energia e para solucioná-lo basta portanto redefinir a energia de referência para um nível de energia comum tanto à amostra como ao analisador. Este nível de referência é evidente: a energia de Fermi.

Considerando que a diferença entre o nível de vácuo da amostra e a energia de fermi da mesma é a sua função trabalho $\phi$ , a energia cinética E_CIN^F medida agora em relação ao nível de Fermi pode ser escrita como:

$equação Graceli dimensional relativista tensorial quântica de campos$

$[$ $\psi ^{*}$ $\psi ^{*}$ $G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$ /

$G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$

$\psi ^{*}$

//////

$E_{cin}^{F}=E_{cin}^{v}+\phi$

A equação fundamental em processos de fotoemissão torna-se então:

$equação Graceli dimensional relativista tensorial quântica de campos$

$[$ $\psi ^{*}$ $\psi ^{*}$ $G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$ /

$G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$

$\psi ^{*}$

//////

$E_{cin}^{F}=\hbar \omega -E_{B}^{F}$

Nestas equações, tanto a energia de ligação E_B^F quanto a energia cinética E_cin^F referem-se agora à energia de Fermi, e usualmente costuma-se suprimir o "^F" nesta expressão. O termo energia cinética neste caso foge, é claro, dos rigores de sua definição clássica e as energias cinéticas e de ligação E_cin e E_B usualmente encontradas nas literatura encontram-se geralmente referidas à energia de fermi. Entretanto não são poucos os em que as mesmas encontram-se referidas ao nível de vácuo de forma que alguma atenção quanto a este ponto é sempre requerida ao se consultar as tais informações na literatura.

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