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etwa 400 v. Chr.
Demokrit sagt: es gäbe nur Atome im leeren Raum. Jedes Atom sollte fest und massiv sein, aber nicht gleich. Er sagt auch das wenn sie sich einander näherten, zusammenfielen oder miteinander verflöchten, sie als Feuer, Pflanze oder als Mensch wiederkommen würden.

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1803
Daltons Therorie war das Atome kleine unteilbare Teilchen sind die sich je nach Stoff in ihrer Masse unterscheiden. Er war auch der Ansicht das man sie auch durch eine chemische Reaktion nicht in ihrem Aufbau verändern kann, man kann sie lediglich dazu bringen sich umzuordnen.

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1903
Im Dynamidenmodell bestehen Atome aus kleinen, rotierenden elektrischen Dipolen, den Dynamiden und aus dem leeren Raum zwischen ihnen.

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1903
Das thomsonsche Modell wird auch als Rousinenkuchenmodell bezeichnet. Laut ihm besteht ein Atom aus einer gleichmäßig verteilten positiven Ladung und negativ geladenen Elektronen die sich frei darin bewegen. Dieses Modell kann erklären warum Atome für energiereiche Teilchenstrahlung durchlässig sind, denn die positive Ladung wird als frei von Materie angenommen.

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Planetarisches Modell bzw. Saturnmodell nach Nagaoka Hantaro

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Planetarisches Modell bzw. Saturnmodell nach Nagaoka Hantaro

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1904
In diesem Modell ist das Atom eine positiv geladene Kugel welche von den negativ geladenen Elektronen umkreist wird. Das Modell postuliert richtig einen sehr massereichen Kern, aber fälschlicherweise auch eine Energieabstrahlung durch die Bewegung der Elektronen.

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1910
In diesem Modell wird ertmal eine Quantenbedingung eingeführt.

(Quantisierung ist bei der theoretischen Beschreibung eines physikalischen Systems der Schritt, bei dem Ereignisse, Begriffe oder Methoden aus der klassischen Physik so abgeändert werden das die Beobachtungen am System richtig wiedergegeben werden können.)

Laut dem Modell besteht das Wasserstoffatom aus einem positiv geladenen Rumpf an dessen Oberfläche ein Elektron kreisförmig umläuft.

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1911
Laut dem Rutherfordschen Atommodell besteht das Atom aus einem positiv geladenen Massetragenden Atomkern der von einer nicht weiterbeschriebenen Hülle aus Elektronen umgeben ist.

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1913
Nach dem Bohrschen Modell besteht das Atom aus einem positiv geladenen massetragenden Kern und elektronen die diesen auf bestimmten Kreisbahnen umstrahlen ohne Energie abzustrahlen.

( Interessant: Mithilfe dieses Modells konnte erstmals einige Energienieveaus der Wasserstoffatome in guter Genauigkeit berechnet werden.)

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1916
Dieses Modell ist eine Erweiterung des Bohrschen Atommodells in dem auch bestimmte Ellipsenbahnen um den Atomkern zugelassen sind.

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Es ist ein Atommodell bei dem die Elektronen den Atomkern  in konzentrischen Schalen umgeben.
Die außen liegenden Schalen des Schalenmodells können zwar mehr als acht Elektronen enthalten, jedoch spielt es keine all zu große Rolle.

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1928
In diesem Modell besteht das Atom aus einem Kern der von Elektronen in Orbitalen umgeben ist. Im strengen Sinn ist ein Orbital eine stationäre Lösung der quantenmechanischen Schrödingergleichung (ein Energiezustand eines Elektrons.)

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Das Kugelwolkenmodell ist eine einfache Erweiterung des Schalenmodells in Richtung des Orbitalmodells. Es wird in der Schule häufiger verwendet.

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1928
In diesem Modell wird die Elektronenhülle pauschal als ein Fermi-Gas beschrieben, das in einem Potentialtopf eingeschlossen ist, dervon der elektrischen Anziehung der Elektronen durch den Kern herrührt.

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Begriffserklärung

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Als Fermigas (nach Enrico Fermi, der es 1926 erstmals vorstellte) bezeichnet man in der Quantenphysik ein System identischer Teilchen vom Typ Fermion, die in so großer Anzahl vorliegen, dass man sich zur Systembeschreibung auf statistische Aussagen beschränken muss. Im Unterschied zum Gas in der klassischen Physik gilt hier das quantentheoretische Ausschließungsprinzip.

Das ideale Fermigas ist eine Modellvorstellung hierzu, in der man die gegenseitige Wechselwirkung der Teilchen völlig vernachlässigt, analog zum idealen Gas in der klassischen Physik. Dies stellt eine starke Vereinfachung dar, vereinfacht aber die Formeln so, dass in vielen praktisch wichtigen Fällen physikalisch korrekte Voraussagen gemacht werden können, z. B. für

Grundzustand (verschwindende Temperatur)

Da wegen des Ausschließungsprinzips nur wenige Teilchen das (Einteilchen-) Niveau mit der tiefstmöglichen Energie (als gesetzt) besetzen können, müssen im energetisch tiefstmöglichen Zustand des ganzen Gases die meisten der Teilchen höhere Niveaus besetzen. Die Energie des höchsten besetzten Niveaus wird als Fermi-Energie bezeichnet. Sie hängt ab von der Teilchendichte (Anzahl pro Volumen):

Darin ist

Die Formel gilt für Teilchen mit Spin wie z. B. Elektronen und wird in der Quantenstatistik begründet.

Bei einer räumlichen Dichte von 10 ²² Teilchen pro cm ³ (etwa wie Leitungselektronen im Metall) ergibt sich die Fermienergie zu einigen Elektronenvolt. Das liegt in derselben Größenordnung wie die Energie atomarer Anregungen und wirkt sich deutlich auf das makroskopische Verhalten des Gases aus. Man spricht dann von einem entarteten Fermigas. Die Fermienergie bildet sein hervorstechendes Charakteristikum, das weitreichende Konsequenzen für die physikalischen Eigenschaften der ( kondensierten) Materie hat.

Nur in extrem verdünntem Fermigas ist die Fermienergie zu vernachlässigen. Es verhält sich dann „nicht entartet", d. h. wie ein normales (klassisches) verdünntes Gas.

Vereinfachte Herleitung

Wenn ein Gas aus Teilchen in einem räumlichen Volumen (mit potenzieller Energie Null) den Grundzustand einnimmt, dann werden von unten an so viel Zustände mit verschiedener kinetischer Energie besetzt, bis alle Teilchen untergebracht sind. Die höchste so erreichte Energie ist , worin als Fermi-Impuls bezeichnet wird. Im dreidimensionalen Impulsraum kommen dann alle Teilchenimpulse zwischen und vor, und zwar in allen Richtungen. Sie bilden eine Kugel mit Radius und Volumen bzw. Fermi-Kugel mit Radius und Volumen . Wären die Teilchen Massepunkte, würden sie in ihrem 6-dimensionalen Phasenraum das Volumen füllen. Für Teilchen mit Spin ist mit der Spin-Multiplizität zu multiplizieren. Da jeder (linear unabhängige) Zustand im Phasenraum eine Zelle von der Größe beansprucht, ergeben sich verschiedene Zustände, die je eins der Teilchen aufnehmen können ( Besetzungszahl 1):

Durch Umrechnen auf und Einsetzen von folgt die oben genannte Formel.

Angeregter Zustand (endliche Temperatur)

Wird einem idealen Fermigas bei der in Wirklichkeit nicht erreichbaren, also hypothetischen Temperatur T=0 K (→ Dritter Hauptsatz der Thermodynamik) Energie zugeführt, müssen Teilchen aus Niveaus unterhalb der Fermienergie in Niveaus oberhalb übergehen. Im thermischen Gleichgewicht bildet sich für die Niveaus ein Verlauf der Besetzungszahlen heraus, der stetig von Eins auf Null abfällt. Dieser Verlauf, der große Bedeutung in verschiedenen physikalischen Gebieten hat, heißt Fermi-Verteilung oder Fermi-Dirac-Verteilung. Die mittlere Besetzungszahl eines Zustands mit der Energie ist:

Hierbei ist

Die Fermi-Verteilung kann im Rahmen der statistischen Physik mit Hilfe der großkanonischen Gesamtheit hergeleitet werden.

Vereinfachte Herleitung

Eine einfache Herleitung unter Rückgriff auf die klassische Boltzmann-Statistik, das Prinzip des detaillierten Gleichgewichts und des Ausschließungsprinzips folgt hier:

Betrachten wir den Gleichgewichtszustand eines Fermigases bei Temperatur T im thermischen Kontakt mit einem klassischen Gas. Ein Fermion mit Energie kann dann von einem Teilchen des klassischen Systems Energie aufnehmen und in einen Zustand mit Energie übergehen. Wegen der Energieerhaltung ändert das klassische Teilchen seinen Zustand im umgekehrten Sinn von zu , wobei . Die Besetzungszahlen sind bzw. für die beiden Zustände des Fermions, bzw. für die beiden Zustände des klassischen Teilchens. Damit diese Prozesse die Gleichgewichtsverteilung nicht ändern, müssen sie vorwärts und rückwärts mit insgesamt gleicher Häufigkeit auftreten. Die Häufigkeit (oder gesamte Übergangsrate) bestimmt sich aus dem Produkt der Übergangswahrscheinlichkeit , wie sie für einzelne Teilchen gilt, wenn keine anderen Teilchen da wären, mit statistischen Faktoren, die die Anwesenheit der anderen Teilchen berücksichtigen:

In Worten: Die Gesamtzahl der Übergänge eines Fermions von nach (linke Seite der Gleichung) ist proportional zur Anzahl von Fermionen im Zustand 1, zur Anzahl der Reaktionspartnerteilchen im Zustand 2', und - damit das Ausschließungsprinzip berücksichtigt wird - zur Anzahl der freien Plätze für das Fermion im Zustand 2. Analog für die Rückreaktion (rechte Seite der Gleichung). Da nach dem Prinzip des detaillierten Gleichgewichts für Hin- und Rücksprung den gleichen Wert hat ( ), sind auch die statistischen Faktoren für sich gleich. Nun gilt für die klassischen Teilchen der Boltzmannfaktor

Durch Einsetzen dieser Beziehung und Verwenden der oben genannten Gleichung folgt:

Diese Größe hat demnach für beide Zustände des Fermions denselben Wert. Da die Wahl dieser Zustände frei war, gilt diese Gleichheit für alle möglichen Zustände, stellt also eine für alle Einteilchenzustände im ganzen Fermigas konstante Größe dar, die wir mit parametrisieren:

Aufgelöst nach n folgt:

Der Parameter dieser Herleitung erweist sich somit als das Fermi-Niveau.

1. Enrico Fermi: Zur Quantelung des einatomigen idealen Gases, Zeitschrift für Physik Bd. 36, 1926, S. 902-912 DOI: 10.1007/BF01400221.

2. Robert Eisberg; Robert Resnick: Quantum physics of atoms, molecules, solids, nuclei and particles, Verlag Wiley, 1974 (NY), ISBN 0-471-23464-8.

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Als Fermigas (nach Enrico Fermi, der es 1926 erstmals vorstellte) bezeichnet man in der Quantenphysik ein System identischer Teilchen vom Typ Fermion, die in so großer Anzahl vorliegen, dass man sich zur Systembeschreibung auf statistische Aussagen beschränken muss. Im Unterschied zum Gas in der klassischen Physik gilt hier das quantentheoretische Ausschließungsprinzip.

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Begriffserklärung

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Der physikalische Begriff Potentialtopf ist eine anschauliche Bezeichnung für die Region um ein lokales Minimum der Potential verteilung eines Systems. Man benutzt dabei die Vorstellung eines Körpers in einem Schwerefeld, z. B. dem der Erde. Liegt der Körper in einem Topf, so kann er diesen nur verlassen, wenn er durch Zufuhr des entsprechenden Energiebetrages bis über den Topfrand angehoben wird.

Die zum Verlassen eines Potentialtopfes nötige Grenzenergie ist in der klassischen Physik scharf definiert. Für Objekte dagegen, die mit der Quantenmechanik beschrieben werden müssen, gilt das nicht mehr: atomare Teilchen haben, auch wenn sie weniger als die zum Verlassen des Topfes nötige Energie besitzen, eine gewisse Aufenthaltswahrscheinlichkeit außerhalb des Potentialtopfs (siehe Tunneleffekt).

Ein Potentialberg ist das Gegenteil eines Potentialtopfes, also die Region um ein lokales Maximum der Potentialverteilung.

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Der physikalische Begriff Potentialtopf ist eine anschauliche Bezeichnung für die Region um ein lokales Minimum der Potential verteilung eines Systems. Man benutzt dabei die Vorstellung eines Körpers in einem Schwerefeld, z. B. dem der Erde. Liegt der Körper in einem Topf, so kann er diesen nur verlassen, wenn er durch Zufuhr des entsprechenden Energiebetrages bis über den Topfrand angehoben wird.